Armónicos esféricos

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Funciones matemáticas especiales definidas en la superficie de una esfera
Representaciones visuales de los primeros pocos armónicos esféricos reales. Las porciones azules representan regiones donde la función es positiva, y las porciones amarillas representan donde es negativa. La distancia de la superficie desde el origen indica el valor absoluto de Yl l m()Silencio Silencio ,φ φ ){displaystyle Y_{ell } {thetavarphi)} en dirección angular ()Silencio Silencio ,φ φ ){displaystyle (thetavarphi)}.

En matemáticas y ciencias físicas, los armónicos esféricos son funciones especiales definidas en la superficie de una esfera. A menudo se emplean para resolver ecuaciones diferenciales parciales en muchos campos científicos.

Dado que los armónicos esféricos forman un conjunto completo de funciones ortogonales y, por lo tanto, una base ortonormal, cada función definida en la superficie de una esfera se puede escribir como una suma de estos armónicos esféricos. Esto es similar a las funciones periódicas definidas en un círculo que se pueden expresar como una suma de funciones circulares (seno y coseno) a través de la serie de Fourier. Al igual que los senos y cosenos en la serie de Fourier, los armónicos esféricos pueden organizarse por frecuencia angular (espacial), como se ve en las filas de funciones en la ilustración de la derecha. Además, los armónicos esféricos son funciones base para representaciones irreducibles de SO(3), el grupo de rotaciones en tres dimensiones, y por lo tanto juegan un papel central en la discusión teórica de grupos de SO(3).

Los armónicos esféricos proceden de la solución de la ecuación de Laplace en los dominios esféricos. Las funciones que son soluciones a la ecuación de Laplace se llaman armónicas. A pesar de su nombre, los armónicos esféricos toman su forma más simple en las coordenadas cartesianas, donde se pueden definir como polinomios homogéneos de grado l l {displaystyle ell } dentro ()x,Sí.,z){displaystyle (x,y,z)} que obedece la ecuación de Laplace. La conexión con las coordenadas esféricas surge inmediatamente si se utiliza la homogeneidad para extraer un factor de dependencia radial rl l {displaystyle r^{ell } del polinomio de grado mencionado l l {displaystyle ell }; el factor restante se puede considerar como una función de las coordenadas angulares esféricas Silencio Silencio {displaystyle theta } y φ φ {displaystyle varphi } sólo, o equivalentemente de la unidad de orientación vector r{displaystyle mathbf {r} especificado por estos ángulos. En este entorno, pueden verse como la parte angular de un conjunto de soluciones a la ecuación de Laplace en tres dimensiones, y este punto de vista se toma a menudo como una definición alternativa. Note, sin embargo, que los armónicos esféricos son no funciones en la esfera que son armónicas con respecto al operador Laplace-Beltrami para la métrica redonda estándar en la esfera: las únicas funciones armónicas en este sentido en la esfera son las constantes, ya que las funciones armónicas satisfacen el principio Máximo. Los armónicos esféricos, como funciones en la esfera, son funciones eigen del operador de Laplace-Beltrami (ver la sección Dimensiones superiores infra).

Un conjunto específico de armónicos esféricos, denotados Yl l m()Silencio Silencio ,φ φ ){displaystyle Y_{ell } {thetavarphi)} o Yl l m()r){displaystyle Y..., son conocidos como armónicos esféricos de Laplace, ya que fueron introducidos por primera vez por Pierre Simon de Laplace en 1782. Estas funciones forman un sistema ortogonal, y por lo tanto son básicas para la ampliación de una función general en la esfera tal como se ha indicado anteriormente.

Los armónicos esféricos son importantes en muchas aplicaciones teóricas y prácticas, incluida la representación de campos electrostáticos y electromagnéticos multipolares, configuraciones electrónicas, campos gravitacionales, geoides, los campos magnéticos de cuerpos planetarios y estrellas, y la radiación de fondo cósmico de microondas. En los gráficos por computadora en 3D, los armónicos esféricos desempeñan un papel en una amplia variedad de temas, incluida la iluminación indirecta (oclusión ambiental, iluminación global, transferencia de radiación precalculada, etc.) y el modelado de formas en 3D.

Historia

Pierre-Simon Laplace, 1749-1827

Los armónicos esféricos fueron investigados por primera vez en relación con el potencial Newtoniano de la ley de la gravitación universal de Newton en tres dimensiones. En 1782, Pierre-Simon de Laplace tenía, en su Mécanique Céleste, determinado que el potencial gravitacional R3→ → R{displaystyle mathbb {R} ^{3}to mathbb {R} en un momento x asociado a un conjunto de masas de puntos mi ubicado en puntos xi fue dado por

V()x)=.. imiSilencioxi− − xSilencio.{displaystyle V(mathbf {x})=sum _{i}{frac {m_{i} {mathbf {x} {i}-mathbf {x}}}}

Cada término de la suma anterior es un potencial newtoniano individual para una masa puntual. Justo antes de ese momento, Adrien-Marie Legendre había investigado la expansión del potencial newtoniano en potencias de r = |x| y r1 = |x1|. Descubrió que si rr1 entonces

1Silenciox1− − xSilencio=P0()#⁡ ⁡ γ γ )1r1+P1()#⁡ ⁡ γ γ )rr12+P2()#⁡ ⁡ γ γ )r2r13+⋯ ⋯ {displaystyle {frac}{mathbf {x} ¿Qué? ¿Por qué? {1}{1}}+P_{1}(cos gamma){frac {}{2}}}+P_{2} {cos gamma){frac {r^{2}}}} {c} {c} {cc} {c} {c} {c} {ccH00} {cc}}}}} {cc}}}}cc} {cccc} {ccccccccccccccccccccccccccccccccccccccccccccccccccccccccccccccccccccccccccccc 2} {r_{1}}}+cdots }

Donde γ es el ángulo entre los vectores x y x1. Funciones Pi:[− − 1,1]→ → R{displaystyle P_{i}:[-1,1]to mathbb {R} son los polinomios Legendre, y pueden ser derivados como un caso especial de armónicos esféricos. Posteriormente, en su memoria de 1782, Laplace investigó estos coeficientes utilizando coordenadas esféricas para representar el ángulo γ entre x1 y x. (Ver Aplicaciones de polinomios Legendre en física para un análisis más detallado.)

En 1867, William Thomson (Lord Kelvin) y Peter Guthrie Tait presentaron los sólidos armónicos esféricos en sus Treatise on Natural Philosophy, y también introdujo el nombre de " armónicos esféricos" para estas funciones. Las armónicas sólidas eran soluciones polinómicas homogéneas R3→ → R{displaystyle mathbb {R} ^{3}to mathbb {R} de la ecuación de Laplace

∂ ∂ 2u∂ ∂ x2+∂ ∂ 2u∂ ∂ Sí.2+∂ ∂ 2u∂ ∂ z2=0.{fnMicrosoft {fnMicrosoft {fnMicrosoft {fnMicrosoft {fnMicrosoft {\fnMicrosoft} ^{2}u}{partial ##{2}}+{frac {partial ^{2}u}{partial ¿Qué?

El desarrollo de la serie de Fourier en el siglo XIX hizo posible la solución de una amplia variedad de problemas físicos en dominios rectangulares, como la solución de la ecuación del calor y la ecuación de onda. Esto podría lograrse mediante la expansión de funciones en series de funciones trigonométricas. Mientras que las funciones trigonométricas en una serie de Fourier representan los modos fundamentales de vibración en una cuerda, los armónicos esféricos representan los modos fundamentales de vibración de una esfera de la misma manera. Muchos aspectos de la teoría de las series de Fourier podrían generalizarse tomando expansiones en armónicos esféricos en lugar de funciones trigonométricas. Además, de manera análoga a cómo las funciones trigonométricas pueden escribirse de manera equivalente como exponenciales complejas, los armónicos esféricos también poseían una forma equivalente como funciones de valores complejos. Esto fue una bendición para los problemas que poseían simetría esférica, como los de la mecánica celeste originalmente estudiados por Laplace y Legendre.

La prevalencia de armónicas esféricas ya en la física puso el escenario para su posterior importancia en el nacimiento del siglo XX de la mecánica cuántica. Los armónicos esféricos (valorados complejos) S2→ → C{displaystyle S^{2}to mathbb {C} son eigenfunctions de la plaza del operador de impulso angular orbital

− − i▪ ▪ r× × Silencio Silencio ,{displaystyle - ihbar mathbf {r} times nabla}

Armónicos esféricos de Laplace

Real (Laplace) armónicos esféricos Yl l m{displaystyle Y... para l l =0,...... ,4{displaystyle ell =0,dots4} (de arriba a abajo) y m=0,...... ,l l {displaystyle m=0,dotsell } (izquierda a derecha). Los armónicos Zonal, Sectoriales y Tesseral se representan a lo largo de la columna izquierda-más izquierda, la diagonal principal, y en otros lugares, respectivamente. (El orden negativo armónicos Yl l ()− − m){displaystyle Y... se mostraría rota sobre el z axis by 90∘ ∘ /m{displaystyle 90^{fnMicrosoft} }/m} con respecto a los del orden positivo.)
Imagen alternativa para los armónicos esféricos reales Yl l m{displaystyle Y....

La ecuación de Laplace impone que el Laplaciano de un campo de escalar f es cero. (Aquí se entiende que el campo de escalar es complejo, es decir, corresponder a una función (smooth) f:R3→ → C{displaystyle f:mathbb {R} ^{3}to mathbb {C}.) En las coordenadas esféricas esto es:

Silencio Silencio 2f=1r2∂ ∂ ∂ ∂ r()r2∂ ∂ f∂ ∂ r)+1r2pecado⁡ ⁡ Silencio Silencio ∂ ∂ ∂ ∂ Silencio Silencio ()pecado⁡ ⁡ Silencio Silencio ∂ ∂ f∂ ∂ Silencio Silencio )+1r2pecado2⁡ ⁡ Silencio Silencio ∂ ∂ 2f∂ ∂ φ φ 2=0.{f} {f} {f} {f} {f} {f} {f} {f} {frac {f}}m}}m}b} {f} {f} {f} {f}f}m}}}m}m}m}m}m}m} {f}sin tthetat}{} }{frac {partial }{partial theta }left(sin theta {frac {partial f}{partial theta {fnMicroc} {2}sin ^{2}theta {fnMicrosoft Sans Serif}=0}

Considere el problema de encontrar soluciones de la forma f(r, θ, φ) = R(r) Y(θ, φ). Por separación de variables resultan dos ecuaciones diferenciales imponiendo la ecuación de Laplace:

1Rddr()r2dRdr)=λ λ ,1Y1pecado⁡ ⁡ Silencio Silencio ∂ ∂ ∂ ∂ Silencio Silencio ()pecado⁡ ⁡ Silencio Silencio ∂ ∂ Y∂ ∂ Silencio Silencio )+1Y1pecado2⁡ ⁡ Silencio Silencio ∂ ∂ 2Y∂ ∂ φ φ 2=− − λ λ .{displaystyle {frac {}{}{frac} {fnMicroc} {fnK}} {f}}} {f}}}}} {f}fnK}}} {fnK}}}}} {f}}}}f}f}}fnKf}f}}}}f} {}fn}left(r^{2}{frac {} {fn}fnMicroc} {fn}} {fnMicroc} {fn}} {fn}} {fnMicroc}} {f}}} {fnMicroc}}} {fn}}}}fnMicroc} {fnK}}}f}}f}f}f}f}f}}f}fnf}f}f}f}f}f}fnfnf}f}f}f}f}fnfnfnfnf}fnf}f}fnKfnKfnKfnfnfnfnf}fnfnfnKfnfnfnKfnfnKfnfnfnK}}fnh}}}}}fnK {1}{sin theta }{frac {partial }{partial theta }left(sin theta {frac {partial Y}{partial theta - Sí. {1}{Y}{frac} {1}{2}theta {fnMicrosoft Sans Serif} {fnMicrosoft Sans Serif} {fnMicrosoft Sans Serif} varphi ^{2}=-lambda.}
YY()Silencio, φ.Silencio) ↑φ)

1CCPR CCPR d2CCPR CCPR dφ φ 2=− − m2{fnMicroc} {1}{2} {fnK} {fnK}} {fnK}} {fnK}} {fnK} {f} {fn}} {fnK}} {fnK}}} {fn} {f}}} {f} {f}fnKf} {f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}fnKf}f}f}f}f}f}f}f}f}fnKfnKf}f}f}fnKf}f}f}f}f Phi }{dvarphi ^{2}=-m^{2}
λ λ pecado2⁡ ⁡ Silencio Silencio +pecado⁡ ⁡ Silencio Silencio .. ddSilencio Silencio ()pecado⁡ ⁡ Silencio Silencio d.. dSilencio Silencio )=m2{displaystyle lambda sin ^{2}theta +{frac {sin theta {Theta} {frac {dtheta}left(sin theta {frac {dTheta }{dtheta}}right)=m^{2}

para algún número m. A priori, m es una constante compleja, pero debido a que Φ debe ser una función periódica cuyo periodo divide uniformemente 2π, m es necesariamente un número entero y Φ es una combinación lineal de los exponenciales complejos e± imφ. La función solución Y(θ, φ) es regular en los polos de la esfera, donde θ = 0, π. Imponer esta regularidad en la solución Θ de la segunda ecuación en los puntos límite del dominio es un problema de Sturm-Liouville que obliga al parámetro λ para tener la forma λ = ( + 1) para algún número entero no negativo con ≥ |m|; esto también se explica a continuación en términos del momento angular orbital. Además, un cambio de variables t = cos θ transforma esta ecuación en la ecuación de Legendre, cuya solución es un múltiplo de el polinomio de Legendre asociado Pm
(cos θ)
. Finalmente, la ecuación para R tiene soluciones de la forma R( r) = A r + B r − 1; requerir que la solución sea regular a lo largo de R3 obliga a B = 0.

Aquí se suponía que la solución tenía la forma especial Y()Silencio, φ.Silencio) ↑φ). Por un valor dado l, hay 2l + 1 soluciones independientes de esta forma, una para cada entero m con lml. Estas soluciones angulares Yl l m:S2→ → C{displaystyle Y a mathbb {C} son un producto de funciones trigonométricas, aquí representado como un complejo exponencial, y polinomios Legendre asociados:

Yl l m()Silencio Silencio ,φ φ )=Neimφ φ Pl l m()#⁡ ⁡ Silencio Silencio ){displaystyle Y_{ell } {m}(thetavarphi)=Ne^{imvarphi }P_{ell } {m} {cos {theta}}}

que cumplen

r2Silencio Silencio 2Yl l m()Silencio Silencio ,φ φ )=− − l l ()l l +1)Yl l m()Silencio Silencio ,φ φ ).{displaystyle r^{2}nabla ¿Qué?

Aquí. Yl l m:S2→ → C{displaystyle Y a mathbb {C} se llama función armónica esférica del grado l y orden m, Pl l m:[− − 1,1]→ → R{displaystyle [-1,1]to mathbb {R} es un polinomio Legendre asociado, N es una constante de normalización, y Silencio y φ representan colatitud y longitud, respectivamente. En particular, las colatitudes Silencio, o ángulo polar, rangos desde 0 en el Polo Norte, π/2 en el Ecuador, π en el Polo Sur, y la longitud φ, o azimut, puede asumir todos los valores con 0 ≤ φ 2π. Para un entero fijo l, cada solución Y()Silencio, φ), Y:S2→ → C{displaystyle Y:S^{2}to mathbb {C}, del problema eigenvalue

r2Silencio Silencio 2Y=− − l l ()l l +1)Y{displaystyle r^{2}nabla ^{2}Y=-ell (ell +1)Y
Yl l m:S2→ → C{displaystyle Y a mathbb {C}rl Y()Silencio, φ)R3→ → C{displaystyle mathbb {R} ^{3}to mathbb {C}2l + 1

La solución general f:R3→ → C{displaystyle f:mathbb {R} ^{3}to mathbb {C} a la ecuación de Laplace Δ Δ f=0{displaystyle Delta f=0} en una bola centrada en el origen es una combinación lineal de las funciones armónicas esféricas multiplicadas por el factor de escala apropiado rl,

f()r,Silencio Silencio ,φ φ )=.. l l =0JUEGO JUEGO .. m=− − l l l l fl l mrl l Yl l m()Silencio Silencio ,φ φ ),{displaystyle f(r,thetavarphi)=sum _{ell =0}{infty }sum ¿Por qué? - ¿Qué?

Donde fl l m▪ ▪ C{displaystyle f_{ell }{m}in mathbb {C} son constantes y los factores rl Ylm son conocidos comoordinario) armónicos sólidos R3→ → C{displaystyle mathbb {R} ^{3}to mathbb {C}. Tal expansión es válida en la bola

<math alttext="{displaystyle rr.R=1lim supl l → → JUEGO JUEGO Silenciofl l mSilencio1/l l .{displaystyle R=frac {1}{limsup _{ell to infty. - ¿Qué? - Sí.
<img alt="{displaystyle r

Para R}" xmlns="http://www.w3.org/1998/Math/MathML">r■R{displaystyle r]R}" aria-hidden="true" class="mwe-math-fallback-image-inline" src="https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/8971c9610113faec012a76ec2d47fa6235e16d2f" style="vertical-align: -0.338ex; width:5.911ex; height:2.176ex;"/>, la armónica sólida con poderes negativos r{displaystyle r} (irregular armónicos sólidos R3∖ ∖ {}0}→ → C{displaystyle mathbb {R} ^{3}setminus {mathbf {0}tomathbb {C}) son elegidos en su lugar. En ese caso, es necesario ampliar la solución de las regiones conocidas de la serie Laurent (sobre r=JUEGO JUEGO {displaystyle r=infty}), en lugar de la serie Taylor (sobre r=0{displaystyle r=0}) utilizado anteriormente, para coincidir con los términos y encontrar coeficientes de expansión serie fl l m▪ ▪ C{displaystyle f_{ell }{m}in mathbb {C}.

Momento angular orbital

En la mecánica cuántica, los armónicos esféricos de Laplace se entienden en términos del momento angular orbital

L=− − i▪ ▪ ()x× × Silencio Silencio )=Lxi+LSí.j+Lzk.{displaystyle mathbf {L} =-ihbar (mathbf {x} times mathbf {nabla })=L_{x}mathbf {i} - ¿Qué? - Sí.
= 1
L2=− − r2Silencio Silencio 2+()r∂ ∂ ∂ ∂ r+1)r∂ ∂ ∂ ∂ r=− − 1pecado⁡ ⁡ Silencio Silencio ∂ ∂ ∂ ∂ Silencio Silencio pecado⁡ ⁡ Silencio Silencio ∂ ∂ ∂ ∂ Silencio Silencio − − 1pecado2⁡ ⁡ Silencio Silencio ∂ ∂ 2∂ ∂ φ φ 2.{displaystyle {begin{aligned}mathbf {L} ^{2} {=-r^{2}nabla ^{2}+left(r{frac {partial }{partial r}}+1right)r{frac {partial }{partial r}\}\\c=-{frac} {1}{sin theta } {frac {partial }{partial theta }sin theta {frac {partial }{partial theta }-{frac {1}{2}theta {fnMicroc {partial }{2}{partial varphi ^{2}}end{aligned}}}
Lz=− − i()x∂ ∂ ∂ ∂ Sí.− − Sí.∂ ∂ ∂ ∂ x)=− − i∂ ∂ ∂ ∂ φ φ .{displaystyle {begin{aligned}L_{z} limit=-ileft(x{frac {partial }{partial Y... {partial }{partial x}derecha)\\fnMicroc {partial }{partial varphi } {end{aligned}} {fnunció}

Estos operadores conmutan y son operadores autoadjuntos densamente definidos en el espacio ponderado de Hilbert de funciones f integrables al cuadrado con respecto a la distribución normal como la función de peso en R3:

<math alttext="{displaystyle {frac {1}{(2pi)^{3/2}}}int _{mathbb {R} ^{3}}|f(x)|^{2}e^{-|x|^{2}/2},dx1()2π π )3/2∫ ∫ R3Silenciof()x)Silencio2e− − SilencioxSilencio2/2dx.JUEGO JUEGO .{displaystyle {frac {1}{2pi)}int _{mathbb [R] ^{3},dx buscadoinfty.]
<img alt="{displaystyle {frac {1}{(2pi)^{3/2}}}int _{mathbb {R} ^{3}}|f(x)|^{2}e^{-|x|^{2}/2},dx
L2

Si Y es una función propia conjunta de L2 y Lz, entonces por definición

L2Y=λ λ YLzY=mY{displaystyle {begin{aligned}mathbf {L} {2}Y sucesivamente=lambda YL_{z}Y âTMa {aligned}
mλmYφπ
L2=Lx2+LSí.2+Lz2{displaystyle mathbf {fn} {fn}fnK}}fn}fnh}\fnh}\fnh}cH}}
LxLSí.Lzλm2

Denote este espacio propio conjunto mediante Eλ,m, y defina los operadores de subida y bajada mediante

L+=Lx+iLSí.L− − =Lx− − iLSí.{displaystyle {begin{aligned}L_{+}{=L_{x}+iL_{y}L_{-} {=L_{x}-iL_{y}end{aligned}}} {f}}}} {f} {f}}} {f}}}}}}}}}} {f}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}} {
L+LL2L+LLzsl2()C){displaystyle {Mathfrak {}_{2}(mathbb {C}}
[Lz,L+]=L+,[Lz,L− − ]=− − L− − ,[L+,L− − ]=2Lz.{displaystyle [L_{z],L_{+}= L_{+},quad [L_{z],L_{-}=-L_{-},quad [L_{+},L_{-}=2L_{z}
L+: Eλ,mEλ,m+ 1L: Eλ,mEλ,m−1Lk
+
: Eλ,mEλ,m+k
kλm2YEλ,mk
L+kY=0.{displaystyle Sí.
L− − L+=L2− − Lz2− − Lz{displaystyle L_{-}L_{+}=mathbf {fn}
0=L− − L+kY=()λ λ − − ()m+k)2− − ()m+k))Y.{displaystyle 0=L_{-}L_{+}{k}Y=(lambda -(m+k)^{2}-(m+k)Y.}
λ = l()l + 1)l = m + k

Lo anterior ha sido todo trabajado en la representación de la coordinación esférica, .. Silencio Silencio ,φ φ Silenciolm.. =Ylm()Silencio Silencio ,φ φ ){displaystyle langle thetavarphi Silencio. pero se puede expresar más abstractamente en la base completa ortonormal de kot.

Representación de polinomios armónicos

Las armónicas esféricas se pueden expresar como la restricción a la esfera unitaria de ciertas funciones polinómicas R3→ → C{displaystyle mathbb {R} ^{3}to mathbb {C}. Específicamente, decimos que una función polinomial (valorada por complejos) p:R3→ → C{displaystyle p:mathbb {R} ^{3}to mathbb {C} es homogénea de grado l l {displaystyle ell } si

p()λ λ x)=λ λ l l p()x){displaystyle p(lambda mathbf {x})=lambda ^{ell }p(mathbf {x})}
λ λ ▪ ▪ R{displaystyle lambda in mathbb {R}x▪ ▪ R3{displaystyle xin mathbb [R] ^{3}p{displaystyle p}
Δ Δ p=0,{displaystyle Delta p=0,}
Δ Δ {displaystyle Delta }l l {displaystyle ell }
Al l ={}polinomios armónicosR3→ → Cque son homogéneas de gradol l }.{displaystyle mathbf {A} _{ell }=left{text{Harmonic polynomials }mathbb {R} ^{3}to mathbb {} {text{ that are homogeneous of degree }ell right}}}

Por ejemplo, cuando l l =1{displaystyle ell =1}, A1{displaystyle mathbf {fnK} es sólo el espacio tridimensional de todas las funciones lineales R3→ → C{displaystyle mathbb {R} ^{3}to mathbb {C}, ya que cualquier función de este tipo es automáticamente armónica. Mientras tanto, cuando l l =2{displaystyle ell =2}, tenemos un espacio de 5 dimensiones:

A2=lapsoC⁡ ⁡ ()x1x2,x1x3,x2x3,x12− − x22,x12− − x32).{displaystyle mathbf ################################################################################################################################################################################################################################################################ {fnK} {C}(x_{1}x_{2},,x_{1}x_{3},,x_{2}x_{3},,x_{1}{2}-x_{2}{2},,x_{1}{2}-x_{3}} {2}}}}

Para cualquier l l {displaystyle ell }, el espacio Hl l {displaystyle mathbf {H} _{ell } of spherical harmonics of degree l l {displaystyle ell } es sólo el espacio de restricciones a la esfera S2{displaystyle S^{2} de los elementos Al l {displaystyle mathbf {A} _{ell }. Como se sugiere en la introducción, esta perspectiva es presumiblemente el origen del término “ armónico esférico” (es decir, la restricción a la esfera de una función armónica).

Por ejemplo, para cualquier c▪ ▪ C{displaystyle cin mathbb {C} la fórmula

p()x1,x2,x3)=c()x1+ix2)l l {displaystyle p(x_{1},x_{2},x_{3}=c(x_{1}+ix_{2})^{ell }
l l {displaystyle ell }R3→ → C{displaystyle mathbb {R} ^{3}to mathbb {C}x3{displaystyle x_{3}}p{displaystyle p}()r,Silencio Silencio ,φ φ ){displaystyle (r,thetavarphi)}r=1{displaystyle r=1}
p()Silencio Silencio ,φ φ )=cpecado⁡ ⁡ ()Silencio Silencio )l l ()#⁡ ⁡ ()φ φ )+ipecado⁡ ⁡ ()φ φ ))l l ,{displaystyle p(thetavarphi)=csin(theta)}(cos(varphi)+isin(varphi))^{ell }
p()Silencio Silencio ,φ φ )=c()1− − #2⁡ ⁡ ()Silencio Silencio ))l l eil l φ φ .{displaystyle p(thetavarphi)=cleft({sqrt {1-cos ^{2}(theta)}}right)^{ell }e^{iell varphi }
Pl l l l {displaystyle ¿Qué?Yl l l l ()Silencio Silencio ,φ φ ).{displaystyle Y..

Convenios

Ortogonalidad y normalización

Varias normalizaciones diferentes son de uso común para las funciones armónicas esféricas de Laplace S2→ → C{displaystyle S^{2}to mathbb {C}. A lo largo de la sección, utilizamos la convención estándar para 0}" xmlns="http://www.w3.org/1998/Math/MathML">m■0{displaystyle m confía0}0" aria-hidden="true" class="mwe-math-fallback-image-inline" src="https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/501173910e6da8425b4e9d44a4e8643620bc2464" style="vertical-align: -0.338ex; width:6.301ex; height:2.176ex;"/> (ver polinomios Legendre asociados)

Pl l − − m=()− − 1)m()l l − − m)!()l l +m)!Pl l m{displaystyle P_{ell }{-m}=(-1)}{m}{frac {(ell -m)}{(ell +m)}}}} P_{ell } {m}

Plot of the spherical harmonic Y l^m(theta,phi) with n=2 and m=1 and phi=pi in the complex plane from -2-2i to 2+2i with colors created with Mathematica 13.1 function ComplexPlot3D
Parcela de la armónica esférica Yl l m()Silencio Silencio ,φ φ ){displaystyle Y_{ell } {thetavarphi)} con l l =2{displaystyle ell =2} y m=1{displaystyle m=1} y φ φ =π π {displaystyle varphi =pi} en el plano complejo desde − − 2− − 2i{displaystyle -2-2i} a 2+2i{displaystyle 2+2i} con colores creados con Mathematica 13.1 función ComplexPlot3D

En acústica, los armónicos esféricos de Laplace se definen generalmente como (esta es la convención utilizada en este artículo)

Yl l m()Silencio Silencio ,φ φ )=()2l l +1)4π π ()l l − − m)!()l l +m)!Pl l m()#⁡ ⁡ Silencio Silencio )eimφ φ {displaystyle Y_{ell } {thetavarphi)={sqrt {frac {2ell +1)}{4pi {fnMicrosoft Sans Serif}}},P_{ell } {fnMicrosoft Sans Serif} {fn} {fnMicrosoft Sans Serif}
Yl l m()Silencio Silencio ,φ φ )=()− − 1)m()2l l +1)4π π ()l l − − m)!()l l +m)!Pl l m()#⁡ ⁡ Silencio Silencio )eimφ φ {fnMicrosoft Sans Serif} {fnMicrosoft Sans Serif} {fnMicrosoft Sans Serif} {f} {fnMicroc {fnMicrosoft Sans Serif} {fnMicrosoft Sans Serif} {fnMicrosoft}}}}}} {fnMicros} {f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f} {f}f}f}f}f}f}fnMisoy}f}f} {f}f}f}f}f}f}fnMinMinMinMinKf}fnMinMinMinMinMinMinMinMin

Donde Pl l m{displaystyle P_{ell } {m} se asocian polinomios Legendre sin la fase Condon–Shortley (para evitar contar la fase dos veces).

En ambas definiciones, los armónicos esféricos son ortonormales

∫ ∫ Silencio Silencio =0π π ∫ ∫ φ φ =02π π Yl l mYl l .m.Alternativa Alternativa dΩ Ω =δ δ l l l l .δ δ mm.,{displaystyle int _{theta ¿Qué? Y... ♪ Omega = 'delta ¿Por qué? ¿Qué?
δijdΩ = pecadoSilencio) d)
∫ ∫ SilencioYl l mSilencio2dΩ Ω =1.{displaystyleint {fnMicrosoft Sans Serif} {fnMicrosoft Sans Serif} {fnMicrosoft Sans Serif} Omega.

Las disciplinas de geodesia y análisis espectral utilizan

Yl l m()Silencio Silencio ,φ φ )=()2l l +1)()l l − − m)!()l l +m)!Pl l m()#⁡ ⁡ Silencio Silencio )eimφ φ {displaystyle Y_{ell }{m} {thetavarphi)={sqrt {{(2ell +1)}{frac {ell -m)}{(ell +m)}}}},P_{ell } {m} {cos {theta }}f}fnfnfnf}}}fnf}fnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnKfnKfnfnKfnfnfnKfnKfnfnKfnKfnKfnKfnfnfnfnKfnfnKfnMinKfnKfnKfnMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMi

que poseen poder unitario

14π π ∫ ∫ Silencio Silencio =0π π ∫ ∫ φ φ =02π π Yl l mYl l .m.Alternativa Alternativa dΩ Ω =δ δ l l l l .δ δ mm..{displaystyle {frac {1}{4pi}int _{theta ¿Qué? Y... Omega = 'delta ¿Por qué? - Sí.

La comunidad magnética, por el contrario, utiliza armónicos seminormalizados de Schmidt.

Yl l m()Silencio Silencio ,φ φ )=()l l − − m)!()l l +m)!Pl l m()#⁡ ⁡ Silencio Silencio )eimφ φ {displaystyle Y_{ell } {m} {thetavarphi)={sqrt {frac {ell -m)}{(ell +m)}}}},P_{ell } {m} {cos {theta },e^{imvarphi}}}

que tienen la normalización

∫ ∫ Silencio Silencio =0π π ∫ ∫ φ φ =02π π Yl l mYl l .m.Alternativa Alternativa dΩ Ω =4π π ()2l l +1)δ δ l l l l .δ δ mm..{displaystyle int _{theta ¿Qué? Y... Omega = {frac {4pi}{(2ell +1)}delta ¿Por qué? - Sí.

En la mecánica cuántica, esta normalización también se usa a veces y se denomina normalización de Racah en honor a Giulio Racah.

Se puede demostrar que todas las funciones armónicas esféricas normalizadas anteriores satisfacen

Yl l mAlternativa Alternativa ()Silencio Silencio ,φ φ )=()− − 1)mYl l − − m()Silencio Silencio ,φ φ ),{displaystyle Y_{ell } {} {} {thetavarphi)=(-1)^{m}Y_{ell }{-m}(thetavarphi),}

donde el superíndice * denota una conjugación compleja. Alternativamente, esta ecuación se deriva de la relación de las funciones armónicas esféricas con la matriz D de Wigner.

Fase Condón-Shortley

Una fuente de confusión con la definición de las funciones armónicas esféricas se refiere a un factor de fase ()− − 1)m{displaystyle (-1)^{m}, comúnmente conocido como la fase Condon-Shortley en la literatura mecánica cuántica. En la comunidad de mecánica cuántica, es práctica común incluir este factor de fase en la definición de los polinomios Legendre asociados, o anexarlo a la definición de las funciones armónicas esféricas. No hay necesidad de utilizar la fase Condon–Shortley en la definición de las funciones armónicas esféricas, pero incluso puede simplificar algunas operaciones mecánicas cuánticas, especialmente la aplicación de operadores de elevación y reducción. Las comunidades geodesia y magnética nunca incluyen el factor de fase Condon-Shortley en sus definiciones de las funciones armónicas esféricas ni en las de los polinomios Legendre asociados.

Forma real

Una base real de armónicos esféricos Yl l m:S2→ → R{displaystyle Y... {R} puede definirse en términos de sus análogos complejos Yl l m:S2→ → C{displaystyle Y a mathbb {C} por configuración

<math alttext="{displaystyle {begin{aligned}Y_{ell m}&={begin{cases}{dfrac {i}{sqrt {2}}}left(Y_{ell }^{m}-(-1)^{m},Y_{ell }^{-m}right)&{text{if}} m0.end{cases}}\&={begin{cases}{dfrac {i}{sqrt {2}}}left(Y_{ell }^{-|m|}-(-1)^{m},Y_{ell }^{|m|}right)&{text{if}} m0.end{cases}}\&={begin{cases}{sqrt {2}},(-1)^{m},Im [{Y_{ell }^{|m|}}]&{text{if}} m0.end{cases}}end{aligned}}}" display="block" xmlns="http://www.w3.org/1998/Math/MathML">Yl l m={}i2()Yl l m− − ()− − 1)mYl l − − m)sim.0Yl l 0sim=012()Yl l − − m+()− − 1)mYl l m)sim■0.={}i2()Yl l − − SilenciomSilencio− − ()− − 1)mYl l SilenciomSilencio)sim.0Yl l 0sim=012()Yl l − − SilenciomSilencio+()− − 1)mYl l SilenciomSilencio)sim■0.={}2()− − 1)mI I [Yl l SilenciomSilencio]sim.0Yl l 0sim=02()− − 1)mR R [Yl l m]sim■0.{displaystyle {begin{aligned}Y_{ell m} {begin{cases}{dfrac {fnK} {fnK}}m} {fnK} {fnfnMicrosoft Sans Serif} {f}}m}} {f}f}fnK}f}fnf}fnf}\fnK}f}fnKfnKf}fnKf}f}f}f}fnKf}fnKfnKfnKfnKfnKfnKf}f}fnKfnKfnKfnKfnKfnKf}f}fnKfnKfnKf}fnKf}fnKfnKfnKfnKfnKf}fnKfnKfnKfnKfnKf}fnKf}fnK ### {fnMicrosoft ## }{0} {text{if} m=0\{dfrac {1}{sqrt {2}}left(Y_{ell }{-m}+(-1)^{m},Y_{ell }}{m}right) Sentirse en un momento en que se tratase de una forma de hacer un trabajo. ##### {begin{cases}{dfrac {I}{sqrt {2}}}left(Y_{ell }{- perpetuam upon}-(-1)^{m},Y_{ell }^{Principo de la vida}right) ### {fnMicrosoft ## }{0} {text{if} m=0\{dfrac {1}{sqrt {2}}}left(Y_{ell }{- perpetuam upon}+(-1)^{m},Y_{ell }^{Principe a la vida)}derecha) ######### {begin{cases}{sqrt {2},(-1)^{m},Im [{Y_{ell }{m sometida}}}} {text{if}f}\fnMicros} ### {fnMicrosoft ## }{0} {text{if} ################################################################################################################################################################################################################################################################ m título.
<img alt="{displaystyle {begin{aligned}Y_{ell m}&={begin{cases}{dfrac {i}{sqrt {2}}}left(Y_{ell }^{m}-(-1)^{m},Y_{ell }^{-m}right)&{text{if}} m0.end{cases}}\&={begin{cases}{dfrac {i}{sqrt {2}}}left(Y_{ell }^{-|m|}-(-1)^{m},Y_{ell }^{|m|}right)&{text{if}} m0.end{cases}}\&={begin{cases}{sqrt {2}},(-1)^{m},Im [{Y_{ell }^{|m|}}]&{text{if}} m0.end{cases}}end{aligned}}}" aria-hidden="true" class="mwe-math-fallback-image-display" src="https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/281f6a87023810f7fa9a80d46805c8ad18597fe8" style="vertical-align: -20.171ex; width:48.627ex; height:41.509ex;"/>
Yl l m:S2→ → C{displaystyle Y a mathbb {C}Yl l m:S2→ → R{displaystyle Y... {R}
<math alttext="{displaystyle Y_{ell }^{m}={begin{cases}{dfrac {1}{sqrt {2}}}left(Y_{ell |m|}-iY_{ell-|m|}right)&{text{if}} m0.end{cases}}}" display="block" xmlns="http://www.w3.org/1998/Math/MathML">Yl l m={}12()Yl l SilenciomSilencio− − iYl l ,− − SilenciomSilencio)sim.0Yl l 0sim=0()− − 1)m2()Yl l SilenciomSilencio+iYl l ,− − SilenciomSilencio)sim■0.{displaystyle Y... ### {m}={begin{cases}{dfrac {1}{sqrt {2}}left(Y_{ell Нани ваный }-iY_{ell- sobre la vida eterna}right) [4pt]Y_{text{if} m=0[4pt]{=0}{m}{m}{sqrt {2}}left(Y_{ell Нани ваный }+iY_{ell- sobre la vida eterna}right) m título.
<img alt="{displaystyle Y_{ell }^{m}={begin{cases}{dfrac {1}{sqrt {2}}}left(Y_{ell |m|}-iY_{ell-|m|}right)&{text{if}} m0.end{cases}}}" aria-hidden="true" class="mwe-math-fallback-image-display" src="https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/27971bab040e0ab0b2533f34865c0a6225cb12d2" style="vertical-align: -7.813ex; margin-bottom: -0.192ex; width:45.14ex; height:17.176ex;"/>

Los verdaderos armónicos esféricos Yl l m:S2→ → R{displaystyle Y... {R} a veces se conoce como tesseral spherical harmonics. Estas funciones tienen las mismas propiedades de la ortonormalidad que las complejas Yl l m:S2→ → C{displaystyle Y a mathbb {C} arriba. Los verdaderos armónicos esféricos Yl l m{displaystyle Y... con m ■ 0 se dice que son de tipo cosino, y los con m 0 de tipo sine. La razón de esto se puede ver escribiendo las funciones en términos de los polinomios Legendre como

<math alttext="{displaystyle Y_{ell m}={begin{cases}left(-1right)^{m}{sqrt {2}}{sqrt {{dfrac {2ell +1}{4pi }}{dfrac {(ell -|m|)!}{(ell +|m|)!}}}};P_{ell }^{|m|}(cos theta) sin(|m|varphi)&{text{if }}m0,.end{cases}}}" display="block" xmlns="http://www.w3.org/1998/Math/MathML">Yl l m={}()− − 1)m22l l +14π π ()l l − − SilenciomSilencio)!()l l +SilenciomSilencio)!Pl l SilenciomSilencio()#⁡ ⁡ Silencio Silencio )pecado⁡ ⁡ ()SilenciomSilencioφ φ )sim.02l l +14π π Pl l m()#⁡ ⁡ Silencio Silencio )sim=0()− − 1)m22l l +14π π ()l l − − m)!()l l +m)!Pl l m()#⁡ ⁡ Silencio Silencio )#⁡ ⁡ ()mφ φ )sim■0.{displaystyle Y... m}={begin{cases}left(-1right)}{m}{sqrt {2}{4}{sqrt {dfrac {2ell +1}{4i}{dfrac {ell - sometidam sometida)}{(ell + perpetuam perpetua!}}};P_{ell }{mfnf} {ccc} {cH00}cH00} {4}} {ccH00}}ccH00cH00ccH00}}ccccH00}}cccH00ccH00cccH00ccH00cH00cH00cH00cH00cH00}cH00}}}cH00ccH00ccH00cH00cH00cH00cH00cH00cH00cH00}cH00cH00cH00}}ccc {fnMicrosoft Sans Serif}m=0[4pt]left(-1right)}{m}{sqrt {2}{sqrt {dfrac {2ell +1}{4pi}{dfrac {(ell -m)}{(ell +m)}}}};P_{ell } {m} {cos theta)cos(mvarphi)} {text{if} {f}fnf} {f}f} {fnMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMientras)}fnMientras, mientras, mientras, mientras, mientras, mientras, mientras, mientras, mientras, mientras, yo estaba en mientras, yo estaba en mientras, yo estaba en mientras, yo estaba en mientras, - ¿Qué?
<img alt="{displaystyle Y_{ell m}={begin{cases}left(-1right)^{m}{sqrt {2}}{sqrt {{dfrac {2ell +1}{4pi }}{dfrac {(ell -|m|)!}{(ell +|m|)!}}}};P_{ell }^{|m|}(cos theta) sin(|m|varphi)&{text{if }}m0,.end{cases}}}" aria-hidden="true" class="mwe-math-fallback-image-display" src="https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/20ccbde100d451bfe2fff46127a1e31705c95351" style="vertical-align: -11.005ex; width:72.45ex; height:23.176ex;"/>

Los mismos factores de seno y coseno también se pueden ver en la siguiente subsección que trata sobre la representación cartesiana.

Vea aquí una lista de armónicos esféricos reales hasta e incluyendo l l =4{displaystyle ell =4}, que se puede ver que es consistente con la salida de las ecuaciones anteriores.

Uso en química cuántica

Como se sabe a partir de las soluciones analíticas para el átomo de hidrógeno, las funciones propias de la parte angular de la función de onda son armónicos esféricos. Sin embargo, las soluciones de la ecuación de Schrödinger no relativista sin términos magnéticos pueden hacerse realidad. Esta es la razón por la cual las formas reales se usan ampliamente en funciones básicas para la química cuántica, ya que los programas no necesitan usar álgebra compleja. Aquí, es importante señalar que las funciones reales abarcan el mismo espacio que las complejas.

Por ejemplo, como se puede ver en la tabla de armónicos esféricos, lo habitual p funciones (l l =1{displaystyle ell =1}) son complejas y mezclar direcciones de eje, pero las versiones reales son esencialmente sólo x, Sí., y z.

Armónicos esféricos en forma cartesiana

Los complejos armónicos esféricos Yl l m{displaystyle Y... dar lugar a los armónicos sólidos al extenderse S2{displaystyle S^{2} a todos R3{displaystyle mathbb {R} {} {}}} como función homogénea del grado l l {displaystyle ell }, i.e. setting

Rl l m()v):=.. v.. l l Yl l m()v.. v.. )[displaystyle R_{ell } {m} {fnMicrosoft Sans Serif} {fnMicrosoft Sans Serif}
Rl l m{displaystyle R_{ell } {m}l l {displaystyle ell }SO()3){displaystyle SO(3)}Rl l m{displaystyle R_{ell } {m}

La función generadora de Herglotz

Si se aprueba la convención mecánica cuántica Yl l m:S2→ → C{displaystyle Y a mathbb {C}, entonces

eva⋅ ⋅ r=.. l l =0JUEGO JUEGO .. m=− − l l l l 4π π 2l l +1rl l vl l λ λ m()l l +m)!()l l − − m)!Yl l m()r/r).{displaystyle e^{v{mathbf {a} }cdot {mathbf {r} }=sum _{ell =0}{infty _{m=-ell. ♫{sqrt {frac {4pi}{2ell +1}}{frac {f} {f} {f} {fnf}} {f}} {fnf}} {fnfnfnfnfnfnf}} {fnf} {fnfnfnf}}}}}} {f} {fnfn\fnfnfnfnfnfn\fnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfn\fnfn\fnfnfnfnfnfnfn}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}} ¡Oh! Y...
r{displaystyle mathbf {r}()x,Sí.,z)▪ ▪ R3{displaystyle (x,y,z)in mathbb {R} ^{3}r=SilenciorSilencio{displaystyle r= forevermathbf {r}
a=z^ ^ − − λ λ 2()x^ ^ +iSí.^ ^ )+12λ λ ()x^ ^ − − iSí.^ ^ ).{displaystyle {Mathbf} }={mathbf {hat {z} }-{frac {lambda}{2}left({mathbf {hat {x} - Sí. {fnMicroc}}left({mathbf {hat {x} - Sí.
a{displaystyle mathbf {a}

a=[12()1λ λ − − λ λ ),− − i2()1λ λ +λ λ ),1].{displaystyle mathbf {a} =[{frac {1}{2} {frac {1}{lambda }}}}-lambda),-{frac {} {fnMicroc {1}}+lambda),1].}

La propiedad esencial de a{displaystyle mathbf {a} es que es nulo:

a⋅ ⋅ a=0.{displaystyle mathbf {a} cdot mathbf {a} =0.}

Basta tomar v{displaystyle v} y λ λ {displaystyle lambda } como parámetros reales. Al nombrar esta función generadora después de Herglotz, seguimos a Courant " Hilbert 1962, §VII.7, que acreditan notas inéditas por él para su descubrimiento.

Esencialmente todas las propiedades de los armónicos esféricos pueden derivarse de esta función generadora. Un beneficio inmediato de esta definición es que si el vector r{displaystyle mathbf {r} es reemplazado por el operador de vectores de giro mecánico cuántico J{displaystyle mathbf {J}, tal que Yl l m()J){fnMitbf {}}} {fnMitbf {f}}}} es el análogo del operador del armónico sólido rl l Yl l m()r/r){fnMicrosoft Sans Serif}, se obtiene una función generadora para un conjunto estandarizado de operadores de tensores esféricos, Yl l m()J){fnMitbf {}}} {fnMitbf {f}}}}:

eva⋅ ⋅ J=.. l l =0JUEGO JUEGO .. m=− − l l l l 4π π 2l l +1vl l λ λ m()l l +m)!()l l − − m)!Yl l m()J).{displaystyle e^{v{mathbf {a} }cdot {mathbf {J}=sum _{ell =0}{infty _{m=-ell. [4pi }{2ell +1}} {frac {v^{ell }{lambda ^{m}}{sqrt {ell +m)! {Y}_{ell } {m} {mbf {}}}} {cHFF}} {cHFF} {cHFF}} {cHFF}}} {cHFF}} {cHFF}}}}}

El paralelismo de las dos definiciones garantiza que Yl l m{fnMicrosoft Sans}'s transformar bajo rotaciones (ver abajo) de la misma manera que el Yl l m{displaystyle Y...'s, que a su vez garantiza que son operadores de tensores esféricos, Tq()k){displaystyle T_{q} { k)}, con k=l l {displaystyle k={ell } y q=m{displaystyle q=m}, obedeciendo todas las propiedades de tales operadores, como el teorema de composición Clebsch-Gordan, y el teorema Wigner-Eckart. Son, además, un conjunto estandarizado con una escala fija o normalización.

Forma cartesiana separada

La definición herglotziana produce polinomios que pueden, si uno desea, ser más factorizados en un polinomio de z{displaystyle z} y otro de x{displaystyle x} y Sí.{displaystyle y}, como sigue (fase Condon-Shortley):

0.}" display="block" xmlns="http://www.w3.org/1998/Math/MathML">rl l ()Yl l mYl l − − m)=[2l l +14π π ]1/2▪ ▪ ̄ ̄ l l m()z)()()− − 1)m()Am+iBm)()Am− − iBm)),m■0.{displaystyle r^{ell Y... {fnMicrosoft Sans Serif} {fnMicrosoft Sans Serif} {fnMicrosoft Sans Serif}
0.}" aria-hidden="true" class="mwe-math-fallback-image-display" src="https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/066f9cfa96f2c4550337a93bf73d61517362c834" style="vertical-align: -3.171ex; width:68.743ex; height:7.509ex;"/>
m = 0
rl l Yl l 0↑ ↑ 2l l +14π π ▪ ▪ ̄ ̄ l l 0.{displaystyle r^{ell },Y_{ell. {fnMicroc {2ell +1}{4pi} {fnMicrosoft Sans} {fnMicrosoft Sans Serif}} {fnMicrosoft Sans Serif}} {f}} {fnfn}}} {fnfnfnfnfnfnfnfnf}}} {fnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfn\fnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfn\fnfn Pi.
Am()x,Sí.)=.. p=0m()mp)xpSí.m− − p#⁡ ⁡ ()()m− − p)π π 2),{displaystyle A_{m}(x,y)=sum ¿Qué? {m}{p}x^{p}y^{m-p}cos left(m-p){frac {pi }{2}}right),}
Bm()x,Sí.)=.. p=0m()mp)xpSí.m− − ppecado⁡ ⁡ ()()m− − p)π π 2),{displaystyle B_{m}(x,y)=sum ¿Qué? {m}{p}x^{p}y^{m-p}sin left(m-p){frac {pi }{2}}right),}
▪ ▪ ̄ ̄ l l m()z)=[()l l − − m)!()l l +m)!]1/2.. k=0⌊()l l − − m)/2⌋()− − 1)k2− − l l ()l l k)()2l l − − 2kl l )()l l − − 2k)!()l l − − 2k− − m)!r2kzl l − − 2k− − m.{displaystyle {bar {Pi }_{ell }{m}(z)=left[{frac {ell -m)}{(ell +m)}}right]^{1/2}sum ¿Por qué? }{binom # } {k}{binom {2ell -2k! - 2k-m}.
m=0{displaystyle m=0}
▪ ▪ ̄ ̄ l l 0()z)=.. k=0⌊l l /2⌋()− − 1)k2− − l l ()l l k)()2l l − − 2kl l )r2kzl l − − 2k.{displaystyle {bar {Pi}_{ell } {0}(z)=sum ¿Qué? ell /2rightrfloor }(-1)^{k}2^{-ell }{binom # } {k}{binom {2ell -2k}{ell };r^{2k};. -2k}.

El factor ▪ ▪ ̄ ̄ l l m()z){fnMicrosoft Sans Serif} es esencialmente el polinomio Legendre asociado Pl l m()#⁡ ⁡ Silencio Silencio ){displaystyle P_{ell } {m}(cos theta)}, y los factores ()Am± ± iBm){displaystyle (A_{m}pm iB_{m}} son esencialmente e± ± imφ φ {displaystyle e^{pm imvarphi }.

Ejemplos

Utilizar las expresiones para ▪ ▪ ̄ ̄ l l m()z){fnMicrosoft Sans Serif}, Am()x,Sí.){displaystyle A_{m}(x,y)}, y Bm()x,Sí.){displaystyle B_{m}(x,y)} enumerado explícitamente arriba obtenemos:

Y31=− − 1r3[74π π ⋅ ⋅ 316]1/2()5z2− − r2)()x+iSí.)=− − [74π π ⋅ ⋅ 316]1/2()5#2⁡ ⁡ Silencio Silencio − − 1)()pecado⁡ ⁡ Silencio Silencio eiφ φ ){displaystyle Y_{3} {c} {c}ccc}ccccH00}}cdot {cccH0} {c}ccH00}ccH00}cH00}cccH00}ccH00}cH00}cH00cH00}cH00}cH00}cH00}cH00}cH00}cH00}cH00}cH00}cH00}cH00}cH00}cH00}cH00}cH00}cH00}cH00}cH00}cH00}cH00}cccH00}cH00}ccH00}cH00}cH00}cH00}cH00}cH00}cH00}cH00}c}cH

Y4− − 2=1r4[94π π ⋅ ⋅ 532]1/2()7z2− − r2)()x− − iSí.)2=[94π π ⋅ ⋅ 532]1/2()7#2⁡ ⁡ Silencio Silencio − − 1)()pecado2⁡ ⁡ Silencio Silencio e− − 2iφ φ ){displaystyle ¿Y? {5} {2}derecha)left(x-iyright)}=left[{2}=tfrac {9}{4i}cdot {cH0} {ccci} {ci} {i} {ci} {ccH00} {cccH0}}}ccccccH0}}}ccccccccccc}ccccccccccccH00}}cccccccccccccccccccH00}ccc}ccccH00}ccH00}cccH00}cH00}c}c}c

Formas reales

Usando las ecuaciones anteriores para formar los verdaderos armónicos esféricos, se ve que para 0}" xmlns="http://www.w3.org/1998/Math/MathML">m■0{displaystyle m confía0}0" aria-hidden="true" class="mwe-math-fallback-image-inline" src="https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/501173910e6da8425b4e9d44a4e8643620bc2464" style="vertical-align: -0.338ex; width:6.301ex; height:2.176ex;"/> sólo el Am{displaystyle A_{m} términos (cosinas) están incluidos, y <math alttext="{displaystyle mm.0{displaystyle m won0}<img alt="m sólo el Bm{displaystyle B_{m} los términos (sines) se incluyen:

0.}" display="block" xmlns="http://www.w3.org/1998/Math/MathML">rl l ()Yl l mYl l − − m)=2l l +12π π ▪ ▪ ̄ ̄ l l m()z)()AmBm),m■0.{displaystyle r^{ell Y... ###Y_{ell -m}end{pmatrix}={sqrt {frac {2ell +1}{2pi {fnMicrosoft Sans} {fnMicrosoft Sans Serif}} {fnMicrosoft Sans Serif}} {f}} {fnfn}}} {fnfnfnfnfnfnfnfnf}}} {fnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfn\fnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfn\fnfn Pi }_{ell } {m}(z){begin{pmatrix}A_{m}B_{m}end{pmatrix}}qquad m título.
0.}" aria-hidden="true" class="mwe-math-fallback-image-display" src="https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/d1e9817a27f969539b995a26a4c64cce170fd796" style="vertical-align: -2.505ex; width:50.464ex; height:6.509ex;"/>
m
rl l Yl l 0↑ ↑ 2l l +14π π ▪ ▪ ̄ ̄ l l 0.{displaystyle r^{ell },Y_{ell 0}equiv {fnMicroc {2ell +1}{4pi} {fnMicrosoft Sans} {fnMicrosoft Sans Serif}} {fnMicrosoft Sans Serif}} {f}} {fnfn}}} {fnfnfnfnfnfnfnfnf}}} {fnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfn\fnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfn\fnfn Pi.

Casos y valores especiales

  1. Cuando m=0{displaystyle m=0}, los armónicos esféricos Yl l m:S2→ → C{displaystyle Y a mathbb {C} reducir a lo ordinario Polinomios legendarios:
    Yl l 0()Silencio Silencio ,φ φ )=2l l +14π π Pl l ()#⁡ ⁡ Silencio Silencio ).{displaystyle Y... {fnMicrosoft Sans Serif}
  2. Cuando m=± ± l l {displaystyle m=pm ell },
    Yl l ± ± l l ()Silencio Silencio ,φ φ )=()∓ ∓ 1)l l 2l l l l !()2l l +1)!4π π pecadol l ⁡ ⁡ Silencio Silencio e± ± il l φ φ ,{displaystyle Y_{ell }{pmell }(thetavarphi)={frac {mp1)^{ell }}{2^{ell }ell !}{sqrt {frac {frac {(2ell +1)}{4pi}}}}}sin ^{ell] }theta ,e^{pm iell varphi }
    o más simplemente en coordenadas cartesianas,
    rl l Yl l ± ± l l ()r)=()∓ ∓ 1)l l 2l l l l !()2l l +1)!4π π ()x± ± iSí.)l l .{fnMicrosoft Sans Serif} {fnMicrosoft Sans Serif}} {fnMitbf {f})= {fnMicroc {fnMicroc} {fnMicrosoft} {fnMicrosoft Sans} {fnMicroc {fnMicroc {fnMicrosoft}} {f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}f}fnMinMinMinMicrocfnMinMicrocfnMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMinMientras me dijo:
  3. En el polo norte, donde Silencio Silencio =0{displaystyle theta =0}, y φ φ {displaystyle varphi } es indefinido, todos los armónicos esféricos excepto aquellos con m=0{displaystyle m=0} desaparecer:
    Yl l m()0,φ φ )=Yl l m()z)=2l l +14π π δ δ m0.{displaystyle Y_{ell } {m}(0,varphi)=Y_{ell } {m}({mathbf {z})={sqrt {frac {2ell +1}{4pi}}delta _{m0}

Propiedades de simetría

Los armónicos esféricos tienen propiedades profundas y consecuentes bajo las operaciones de inversión espacial (paridad) y rotación.

Paridad

Los armónicos esféricos tienen paridad definida. Es decir, son incluso o extraños con respecto a la inversión sobre el origen. La inversión está representada por el operador PΨ Ψ ()r)=Ψ Ψ ()− − r){displaystyle PPsi (mathbf {r})=Psi (-mathbf {r})}. Entonces, como se puede ver de muchas maneras (quizás simplemente de la función generadora Herglotz), con r{displaystyle mathbf {r} ser un vector unitario,

Yl l m()− − r)=()− − 1)l l Yl l m()r).{displaystyle Y_{ell } {m}(mathbf {r})=(-1)^{ell }Y_{ell } {m}(mathbf {r}).}

En términos de ángulos esféricos, la paridad transforma un punto con coordenadas {}Silencio Silencio ,φ φ }{displaystyle {thetavarphi {}} a {}π π − − Silencio Silencio ,π π +φ φ }{displaystyle {pi -thetapi +varphi}}. La declaración de la paridad de los armónicos esféricos es entonces

Yl l m()Silencio Silencio ,φ φ )→ → Yl l m()π π − − Silencio Silencio ,π π +φ φ )=()− − 1)l l Yl l m()Silencio Silencio ,φ φ ){displaystyle Y_{ell } {m}(thetavarphi)to Y_{ell } {m}(pi -thetapi +varphi)=(-1)^{ell }{m}(thetavarphi)}
(1)−l+m(1)−m(1)−l

La paridad sigue siendo válida para los armónicos esféricos reales y para los armónicos esféricos en dimensiones superiores: aplicar un punto de reflexión a un armónico esférico de grado cambia el signo por un factor de (−1).

Rotaciones

La rotación de una función esférica real con m = 0 y l = 3. Los coeficientes no son iguales al Wigner D-matrices, ya que las funciones reales se muestran, pero se pueden obtener re-descomponiendo las funciones complejas

Considere una rotación R{displaystyle {fnMithcal}} sobre el origen que envía la unidad vector r{displaystyle mathbf {r} a r.{displaystyle mathbf {r}. Bajo esta operación, una armónica esférica de grado l l {displaystyle ell } y orden m{displaystyle m} se transforma en una combinación lineal de armónicos esféricos del mismo grado. Eso es,

Yl l m()r.)=.. m.=− − l l l l Amm.Yl l m.()r),{displaystyle Y.... - Sí.
Amm.{displaystyle A_{mm}}()2l l +1){displaystyle (2ell +1)}R{displaystyle {fnMithcal}}

Yl l m()r.)=.. m.=− − l l l l [Dmm.()l l )()R)]Alternativa Alternativa Yl l m.()r),{displaystyle Y... ¿Qué? Y...
Dmm.()l l )()R)Alternativa Alternativa {fnMicrosoft Sans Serif}r.{displaystyle mathbf {r}φ φ 0{displaystyle phi _{0}

Yl l m()r.)=Yl l m()r)eimφ φ 0.{displaystyle Y... - Sí.

El comportamiento de rotación de los armónicos esféricos es quizás su característica por excelencia desde el punto de vista de la teoría del grupo. El Yl l m{displaystyle Y...'s de grado l l {displaystyle ell } proporcionar una base de funciones para la representación irreductible del grupo SO(3) de dimensión ()2l l +1){displaystyle (2ell +1)}. Muchos hechos sobre armónicos esféricos (como el teorema de adición) que se prueban mano de obra utilizando los métodos de análisis adquieren pruebas más simples y significado más profundo utilizando los métodos de simetría.

Expansión de armónicos esféricos

Los armónicos esféricos de Laplace Yl l m:S2→ → C{displaystyle Y a mathbb {C} forma un conjunto completo de funciones ortonormales y así forman una base ortonormal del espacio Hilbert de funciones cuadradas LC2()S2){displaystyle L_{mathbb {C} {2}(S^{2}}. En la esfera de unidad S2{displaystyle S^{2}, cualquier función cuadrada f:S2→ → C{displaystyle f:S^{2}to mathbb {C} por lo tanto se puede ampliar como una combinación lineal de estos:

f()Silencio Silencio ,φ φ )=.. l l =0JUEGO JUEGO .. m=− − l l l l fl l mYl l m()Silencio Silencio ,φ φ ).{displaystyle f(thetavarphi)=sum _{ell =0}{infty }sum ¿Por qué?

Esta expansión es válida en el sentido de convergencia cuadrática media (convergencia en L2 de la esfera), lo que quiere decir que

limN→ → JUEGO JUEGO ∫ ∫ 02π π ∫ ∫ 0π π Silenciof()Silencio Silencio ,φ φ )− − .. l l =0N.. m=− − l l l l fl l mYl l m()Silencio Silencio ,φ φ )Silencio2pecado⁡ ⁡ Silencio Silencio dSilencio Silencio dφ φ =0.{displaystyle lim _{Nto infty }int ¿Qué? ¿Qué? } 'izquierda en la vida' ¿Qué? =0}{N}sum _{m=-ell }{ell }f_{ell }{m}Y_{ell }{m}(thetavarphi)right^{2}sin theta ,dtheta ,dvarphi =0}

Los coeficientes de expansión son análogos a los coeficientes de Fourier y se pueden obtener multiplicando la ecuación anterior por el conjugado complejo de un armónico esférico, integrando sobre el ángulo sólido Ω y utilizando las relaciones de ortogonalidad anteriores. Esto se justifica rigurosamente por la teoría básica del espacio de Hilbert. Para el caso de armónicos ortonormalizados, esto da:

fl l m=∫ ∫ Ω Ω f()Silencio Silencio ,φ φ )Yl l mAlternativa Alternativa ()Silencio Silencio ,φ φ )dΩ Ω =∫ ∫ 02π π dφ φ ∫ ∫ 0π π dSilencio Silencio pecado⁡ ⁡ Silencio Silencio f()Silencio Silencio ,φ φ )Yl l mAlternativa Alternativa ()Silencio Silencio ,φ φ ).{displaystyle f_{ell }{m}=int _{Omega }f(thetavarphi),Y_{ell }^{m*}(thetavarphi),dOmega =int _{0}^{2pi) }dvarphi int _{0}{pi },dtheta ,sin theta f(thetavarphi)Y_{ell }^{m*}(thetavarphi).}

Si los coeficientes decaen en lo suficientemente rápido (por ejemplo, exponencialmente), entonces la serie también converge uniformemente a f.

Función cuadrada integrada f:S2→ → R{displaystyle f:S^{2}to mathbb {R} también se puede ampliar en términos de los verdaderos armónicos Yl l m:S2→ → R{displaystyle Y... {R} arriba como una suma

f()Silencio Silencio ,φ φ )=.. l l =0JUEGO JUEGO .. m=− − l l l l fl l mYl l m()Silencio Silencio ,φ φ ).{displaystyle f(thetavarphi)=sum _{ell =0}{infty }sum ¿Por qué?

La convergencia de la serie se mantiene de nuevo en el mismo sentido, a saber, los verdaderos armónicos esféricos Yl l m:S2→ → R{displaystyle Y... {R} forma un conjunto completo de funciones ortonormales y así forman una base ortonormal del espacio Hilbert de funciones cuadradas LR2()S2){displaystyle L_{mathbb {R} {2} {2}}. El beneficio de la expansión en términos de las funciones armónicas reales Yl l m{displaystyle Y... es que para funciones reales f:S2→ → R{displaystyle f:S^{2}to mathbb {R} los coeficientes de expansión fl l m{displaystyle f_{ell m} están garantizados para ser reales, mientras que sus coeficientes fl l m{displaystyle f_{ell } {m}} en su expansión en términos de Yl l m{displaystyle Y... (considerándolos como funciones f:S2→ → C.. R{displaystyle f:S^{2}to mathbb {C} supset mathbb {R}No tienen esa propiedad.

Análisis de espectro

Espectro de potencia en procesamiento de señales

La potencia total de una función f se define en la literatura de procesamiento de señales como la integral de la función al cuadrado, dividida por el área de su dominio. Utilizando las propiedades de ortonormalidad de las funciones armónicas esféricas de potencia unitaria real, es sencillo verificar que la potencia total de una función definida en la esfera unitaria está relacionada con sus coeficientes espectrales mediante una generalización del teorema de Parseval (aquí, el teorema se establece para los armónicos seminormalizados de Schmidt, la relación es ligeramente diferente para los armónicos ortonormales):

14π π ∫ ∫ Ω Ω Silenciof()Ω Ω )Silencio2dΩ Ω =.. l l =0JUEGO JUEGO Sff()l l ),[displaystyle {frac {1}{4,pi }int _{Omega } Anteriorf(Omega)
Sff()l l )=12l l +1.. m=− − l l l l Silenciofl l mSilencio2{displaystyle S_{ff}(ell)={frac {1}{2ell +1}sum} _{m=-ell.. - ¿Qué?

se define como el espectro de potencia angular (para armónicos seminormalizados de Schmidt). De manera similar, se puede definir la potencia cruzada de dos funciones como

14π π ∫ ∫ Ω Ω f()Ω Ω )gAlternativa Alternativa ()Ω Ω )dΩ Ω =.. l l =0JUEGO JUEGO Sfg()l l ),{displaystyle {frac {1}{4,pi}int _{Omega }f(Omega),g^{ast }(Omega),dOmega =sum _{ell =0}infty }S_{fg}(ell),}
Sfg()l l )=12l l +1.. m=− − l l l l fl l mgl l mAlternativa Alternativa {displaystyle S_{fg}={frac {1}{2ell +1}sum ¿Por qué? }f_{ell m'g_{ell.

se define como el espectro de potencia cruzada. Si las funciones f y g tienen una media cero (es decir,, los coeficientes espectrales f00 y g00 son cero), entonces Sff() y Sfg() representan las contribuciones a la varianza y covarianza de la función para el grado , respectivamente. Es común que el espectro de potencia (cruzado) se aproxime bien mediante una ley de potencia de la forma

Sff()l l )=Cl l β β .{displaystyle S_{ff}(ell)=C,ell ^{beta }

Cuando β = 0, el espectro es "blanco" ya que cada grado posee igual poder. Cuando β < 0, el espectro se denomina "rojo" ya que hay más potencia en los grados bajos con longitudes de onda largas que en los grados más altos. Finalmente, cuando β > 0, el espectro se denomina "azul". La condición sobre el orden de crecimiento de Sff() está relacionado con el orden de diferenciabilidad de f en la siguiente sección.

Propiedades de diferenciabilidad

También se pueden entender las propiedades de diferenciabilidad de la función original f en términos de las asintóticas de Sff(). En particular, si Sff() decae más rápido que cualquier función racional de como → ∞, entonces f es infinitamente diferenciable. Si, además, Sff() decae exponencialmente, entonces f es realmente analítico real en la esfera.

La técnica general es utilizar la teoría de los espacios de Sobolev. Declaraciones relacionadas con el crecimiento de Sff() a diferenciabilidad son entonces similares a resultados análogos sobre el crecimiento de los coeficientes de la serie de Fourier. Específicamente, si

<math alttext="{displaystyle sum _{ell =0}^{infty }(1+ell ^{2})^{s}S_{ff}(ell).. l l =0JUEGO JUEGO ()1+l l 2)sSff()l l ).JUEGO JUEGO ,{displaystyle sum _{ell =0}{infty }(1+ell ^{2})^{s}S_{ff}(ell)traducidoinfty}
<img alt="{displaystyle sum _{ell =0}^{infty }(1+ell ^{2})^{s}S_{ff}(ell)
fHs()S2)f
Sff()l l )=O()l l − − s)asl l → → JUEGO JUEGO {displaystyle S_{ff}(ell)=O(ell ^{-s}quad {rm {{as }ell to infty}}}
s

Propiedades algebraicas

Teorema de la adición

Un resultado matemático de considerable interés y uso se llama el adición teorema para armónicos esféricos. Dados dos vectores r y r′, con coordenadas esféricas ()r,Silencio Silencio ,φ φ ){displaystyle (r,thetavarphi)} y ()r.,Silencio Silencio .,φ φ .){displaystyle (r',theta ',varphi ')}, respectivamente, el ángulo γ γ {displaystyle gamma } entre ellos se da por la relación

#⁡ ⁡ γ γ =#⁡ ⁡ Silencio Silencio .#⁡ ⁡ Silencio Silencio +pecado⁡ ⁡ Silencio Silencio pecado⁡ ⁡ Silencio Silencio .#⁡ ⁡ ()φ φ − − φ φ .){displaystyle cos gamma =cos theta 'cos theta +sin theta sin theta 'cos(varphi -varphi ')}

El teorema de la suma establece

Pl l ()x⋅ ⋅ Sí.)=4π π 2l l +1.. m=− − l l l l Yl l m()Sí.)Yl l mAlternativa Alternativa ()x)О О l l ▪ ▪ N0О О x,Sí.▪ ▪ R3:: .. x.. 2=.. Sí... 2=1,{displaystyle P_{ell }(Mathbf {x} cdot mathbf {y}={frac {4pi }{2ell +1}sum _{m=-ell ################################################################################################################################################################################################################################################################ "Perfecto" "Principen_{2}=1,}

()1)

donde P es el polinomio de Legendre de grado . Esta expresión es válida tanto para armónicos reales como complejos. El resultado se puede probar analíticamente, usando las propiedades del núcleo de Poisson en la bola unitaria, o geométricamente aplicando una rotación al vector y para que apunte a lo largo de la z -eje, y luego calcular directamente el lado derecho.

En particular, cuando x = y, esto da el teorema de Unsöld

.. m=− − l l l l Yl l mAlternativa Alternativa ()x)Yl l m()x)=2l l +14π π {displaystyle sum _{m=-ell. Y...
#2Silencio + pecado2Silencio = 1

En la expansión (1), el lado izquierdo Pl l ()x⋅ ⋅ Sí.){displaystyle P_{ell }(mathbf {x} cdot mathbf {y})} es un múltiplo constante del grado l armónico esférico zonal. Desde esta perspectiva, uno tiene la siguiente generalización a dimensiones superiores. Vamos Yj ser una base ortonormal arbitraria del espacio Hl grado l armónicos esféricos en n- Esfera. Entonces... Zx()l l ){fnMicrosoft Sans Serif}, el grado l zonal armónico correspondiente al vector x, descompuestos como

Zx()l l )()Sí.)=.. j=1dim⁡ ⁡ ()Hl l )Yj()x)̄ ̄ Yj()Sí.){fnMitbf {fnMitbf} {fnMitbf {f}}=sum _{j=1}dim(mathbf)=sum _{dim(mathbf {cH} {cH} {cH}}}}, Y_{j} {cH} {cH} {cH}} {cH}}}} {cH} {cH} {cH} {cH}}}} {cH}}} {\cH}}}}}}} {\cH}}}}}}}}}}}}}}}}}} {\\\\\\\\cH}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}} {\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\\cH}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}

()2)

Además, la armónica zonal Zx()l l )()Sí.){fnMicrosoft Sans Serif} se da como un múltiple constante del polinomio Gegenbauer adecuado:

Zx()l l )()Sí.)=Cl l ()()n− − 2)/2)()x⋅ ⋅ Sí.){fnMicrosoft Sans Serif}=C_{(n-2)}({mthbf {x})=C_{ell }{(n-2)}({mthbf {x} }cdot {mathbf {y})}

()3)

Combinando (2) y (3) da (1) en la dimensión n = 2 cuando x y y se representan en coordenadas esféricas. Finalmente, evaluar en x = y da la identidad funcional

dim⁡ ⁡ Hl l ⋅ ⋅ n− − 1=.. j=1dim⁡ ⁡ ()Hl l )SilencioYj()x)Silencio2{displaystyle {frac {dim mathbf {H} {fn} {fnMiega} ¿Por qué? {cH} {fnMitbf {fnh})
n−1n

Regla de contracción

Otra identidad útil expresa el producto de dos armónicos esféricos como una suma de armónicos esféricos

Ya,α α ()Silencio Silencio ,φ φ )Yb,β β ()Silencio Silencio ,φ φ )=()2a+1)()2b+1)4π π .. c=0JUEGO JUEGO .. γ γ =− − cc()− − 1)γ γ 2c+1()abcα α β β − − γ γ )()abc000)Yc,γ γ ()Silencio Silencio ,φ φ ).{displaystyle Y_{a,alpha }left(thetavarphi right)Y_{b,beta }left(thetavarphi right)={sqrt {frac {left(2a+1right)left(2b+1right)}{4pi}{0}sum _{0}be0}{0}{0}{0}{0}{0}{0}{0}{0}be0}be0}be0}s0}s0}s0}s0}s0}splay=}s0}s0}s0}s0}s0}veh}s0}s0}s0}s0}s0}s0}s0}s0}s0}s0}s0}s0}s0}s0}soy}s0}s0 =-c}{c}left(-1right)^{gamma }{sqrt {2c+1}{begin{pmatrix}a Pulsando un ladoc\alpha &beta > end{pmatrix}{begin{pmatrix}a tendría un pacientec rest0 {0end{pmatrix}}Y_{c,gamma }left(thetavarphi right). }
c{displaystyle c}γ γ {displaystyle gamma }

Coeficientes de Clebsch-Gordan

Los coeficientes de Clebsch-Gordan son los coeficientes que aparecen en la expansión del producto de dos armónicos esféricos en términos de los propios armónicos esféricos. Hay una variedad de técnicas disponibles para hacer esencialmente el mismo cálculo, incluido el símbolo de Wigner 3-jm, los coeficientes de Racah y las integrales de Slater. De manera abstracta, los coeficientes de Clebsch-Gordan expresan el producto tensorial de dos representaciones irreducibles del grupo de rotación como una suma de representaciones irreducibles: adecuadamente normalizados, los coeficientes son entonces las multiplicidades.

Visualización de los armónicos esféricos

Representación esquemática Yl l m{displaystyle Y... en la esfera de unidad y sus líneas nodal. R R [Yl l m]{displaystyle [Y_{ell m} es igual a 0 a lo largo m grandes círculos pasando por los polos, y a lo largo lm círculos de igual latitud. La función cambia de signo cada vez que cruza una de estas líneas.
Parcela de color 3D de los armónicos esféricos de grado n = 5. Note que n = l.

Los armónicos esféricos de Laplace Yl l m{displaystyle Y... se puede visualizar considerando sus "líneas nodal", es decir, el conjunto de puntos en la esfera donde R R [Yl l m]=0{displaystyle [Y_{ell } {m}=0}, o alternativamente donde I I [Yl l m]=0{displaystyleIm}=0}. Líneas nominales Yl l m{displaystyle Y... se componen de l círculos: hay SilenciomSilencio círculos a lo largo de longitudes y l− La vidamSilencio círculos a lo largo de latitudes. Uno puede determinar el número de líneas nodal de cada tipo contando el número de ceros de Yl l m{displaystyle Y... en el Silencio Silencio {displaystyle theta } y φ φ {displaystyle varphi } direcciones, respectivamente. Considerando Yl l m{displaystyle Y... como función de Silencio Silencio {displaystyle theta }, los componentes reales e imaginarios de los polinomios Legendre asociados cada uno posee l− La vidamSilencio ceros, cada uno dando lugar a una "línea de latitud" nodal. Por otro lado, considerando Yl l m{displaystyle Y... como función de φ φ {displaystyle varphi }, el pecado trigonométrico y las funciones cos poseen 2 vidasmSilencio ceros, cada uno de los cuales da lugar a una "línea de longitud" nodal.

Cuando el orden armónico esférico m es cero (parte superior izquierda de la figura), las funciones armónicas esféricas no dependen de la longitud y se denominan zonal. Tales armónicos esféricos son un caso especial de funciones esféricas zonales. Cuando = |m| (parte inferior derecha de la figura), no hay cruces por cero en la latitud y las funciones se denominan sectoriales. Para los demás casos, las funciones marcan la esfera y se denominan tesseral.

Más armónicos esféricos generales de grado l no son necesariamente los de la base de Laplace Yl l m{displaystyle Y..., y sus conjuntos de nodal pueden ser de un tipo bastante general.

Lista de armónicos esféricos

Expresiones analíticas para las primeras pocas armónicas ortonormalizadas de Laplace Yl l m:S2→ → C{displaystyle Y a mathbb {C} que utilizan la convención de la fase Condon-Shortley:

Y00()Silencio Silencio ,φ φ )=121π π {displaystyle ¿Y? {1}{pi} }

Y1− − 1()Silencio Silencio ,φ φ )=1232π π pecado⁡ ⁡ Silencio Silencio e− − iφ φ Y10()Silencio Silencio ,φ φ )=123π π #⁡ ⁡ Silencio Silencio Y11()Silencio Silencio ,φ φ )=− − 1232π π pecado⁡ ⁡ Silencio Silencio eiφ φ {displaystyle {begin{aligned}Y_{1} {-1}(thetavarphi) Pulse={frac {1}{2}}{sqrt {3}{2pi}}},sin thetata ,e^{-ivarphi ##Y_{1}{0} {thetavarphi} {frac {1}{sqrt {frac {3}{pi}}}cos theta {fnMicrosoft Sans Serif} {-1}{2} {sqrt {frac {3}}\,sin theta ,e^{ivarphi }end{aligned}}}} {f}}} {fn} {fn}} {fn}}} {fnf}}}} {fnfnf}}} {fnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfnfn}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}\\\\\\\\\\\\\\\\\\fn\fnfnfnfnfnfn\fn\\\\\fn\\

Y2− − 2()Silencio Silencio ,φ φ )=14152π π pecado2⁡ ⁡ Silencio Silencio e− − 2iφ φ Y2− − 1()Silencio Silencio ,φ φ )=12152π π pecado⁡ ⁡ Silencio Silencio #⁡ ⁡ Silencio Silencio e− − iφ φ Y20()Silencio Silencio ,φ φ )=145π π ()3#2⁡ ⁡ Silencio Silencio − − 1)Y21()Silencio Silencio ,φ φ )=− − 12152π π pecado⁡ ⁡ Silencio Silencio #⁡ ⁡ Silencio Silencio eiφ φ Y22()Silencio Silencio ,φ φ )=14152π π pecado2⁡ ⁡ Silencio Silencio e2iφ φ {displaystyle {begin{aligned}Y_{2} {-2}(thetavarphi) Pulse={frac {1}{4}}{sqrt {15}{2pi}{2pi },sin ^{2}theta ,e^{-2ivarphi ###Y_{2}{-1}(thetavarphi) Conden={frac {1}{2}{sqrt {frac {15}{2pi }},sin theta ,cos theta ,e^{-ivarphi ###Y_{2}{0} {thetavarphi] Condenado={frac {1}{4}{sqrt {frac {5}{pi}}},(3cos ^{2}theta -1)Y_{2} {1}(thetavarphi) {-1}{2}{sqrt {15}{2}{2} {f}} {f}} {f} {fn}}} {fn} {f}}}} {fn} {fn}}} {f} {f}}}}} {f}}}}} {f}}}} {f}} {f} {f}}}} {f}f}} {f}f}}}}}}} {f} {f} {f} {f} {f}f}f}f}}f}f}f}f}f}}}}}f}f}}f}}}}f}}}}}f}}} {f}f}f}f}}}f} {f} {f} {f} {f}f} {f} {f}f}f}}} }},sin theta ,cos theta ,e^{ivarphi ###Y_{2} {2} {thetavarphi} {frac {1}{4}{sqrt {frac {15}{2pi },sin ^{2}theta ,e^{2ivarphi }end{aligned}}

Dimensiones superiores

Las armónicas esféricas clásicas se definen como funciones de valor complejo en la esfera unitaria S2{displaystyle S^{2} dentro de tres dimensiones Espacio euclidiano R3{displaystyle mathbb {R} {} {}}}. Los armónicos esféricos se pueden generalizar al espacio euclidiano de mayor dimensión Rn{displaystyle mathbb {R} {} {}} {fn}} de la siguiente manera: Sn− − 1→ → C{displaystyle S^{n-1}to mathbb {C}. Vamos Pl denotar el espacio de polinomios homogéneos de alto valor complejo l dentro n variables reales, aquí consideradas como funciones Rn→ → C{displaystyle mathbb {R}n}to mathbb {C}. Es decir, un polinomio p está dentro Pl siempre que sea real λ λ ▪ ▪ R{displaystyle lambda in mathbb {R}, uno tiene

p()λ λ x)=λ λ l l p()x).{displaystyle p(lambda mathbf {x})=lambda ^{ell }p(mathbf {x}).}

Sea A el subespacio de P que consta de todos los polinomios armónicos:

Al l :={}p▪ ▪ Pl l ▪ ▪ Δ Δ p=0}.{displaystyle mathbf {A} }:={pin mathbf Delta p=0}
Hl
Sn− − 1:={}x▪ ▪ Rn▪ ▪ SilencioxSilencio=1}{displaystyle - Sí..
Al
Hl l :={}f:Sn− − 1→ → C▪ ▪ para algunosp▪ ▪ Al l ,f()x)=p()x)para todosx▪ ▪ Sn− − 1}.{displaystyle mathbf {H} _{ell }:=left{f:S^{n-1}to mathbb {C} ,mid ,{text{ for some }pin mathbf {A} _{ell },,f(mathbf {x})=p(mathbf {x}){text{f}m}ms}s} {s}f} {s}s}s}s}s}s}}s}s}s}s}s}f}cH00}cH00}cH00}cH00}cH00}f}ccH00}cH00}cccH00}ccH00}ccH00}cH00}cH00}cH00}cH00}cH00}cH00}cH00}cH00}cccH

Las siguientes propiedades se mantienen:

  • La suma de los espacios Hl es denso en el conjunto C()Sn− − 1){displaystyle C(S^{n-1}} de funciones continuas Sn− − 1{displaystyle S^{n-1} con respecto a la topología uniforme, por el teorema de Piedra-Weierstrass. Como resultado, la suma de estos espacios es también densa en el espacio L2()Sn−1) de funciones cuadradas-integrables en la esfera. Así cada función cuadrada-integrable en la esfera se descompone únicamente en una serie de armónicos esféricos, donde la serie converge en la L2 sentido.
  • Para todos fHl, uno tiene
    Δ Δ Sn− − 1f=− − l l ()l l +n− − 2)f.{displaystyle Delta ¿Qué?
    Donde ΔSn−1 es el operador de Laplace-Beltrami en Sn−1. Este operador es el análogo de la parte angular del Laplaciano en tres dimensiones; a saber, el Laplaciano en n dimensiones descompuestas
    Silencio Silencio 2=r1− − n∂ ∂ ∂ ∂ rrn− − 1∂ ∂ ∂ ∂ r+r− − 2Δ Δ Sn− − 1=∂ ∂ 2∂ ∂ r2+n− − 1r∂ ∂ ∂ ∂ r+r− − 2Δ Δ Sn− − 1{displaystyle nabla ^{2}=r^{1-n}{frac {partial }{partial {fn} {fn} {fn}} {fn}fn} {fnfn}} {fn1} {fn}fn}fn}fn} {fnfnfn}fn}fnfn}fnfnfnfn}\fn}fn}fn}fn}\fn}fn}fn}fn}fn\\\fnfn}\\fnfn}fn9}fnfnfn}\\fn}\\fnfn9fn}\fn\\fn1\\fn1}fnfn\fnfnfn}fnfn\\fn\\fnfn\fn}. Delta {fnfn} {fnMicrosoft Sans Serif} {fnMicrosoft Sans Serif} ¿Qué? {n-1} {r}{frac} {partial }{partial. Delta ¿Qué?
  • A continuación del teorema de Stokes y la propiedad anterior que los espacios Hl son ortogonales con respecto al producto interno de L2()Sn−1). Es decir,
    ∫ ∫ Sn− − 1fḡ ̄ dΩ Ω =0{displaystyle int ¿Qué? Omega =0}
    para fHl y gHk para k ل l.
  • Por el contrario, los espacios Hl son precisamente los eigenespacios de ΔSn−1. En particular, una aplicación del teorema espectral al potencial de Riesz Δ Δ Sn− − 1− − 1{displaystyle Delta ¿Qué? da otra prueba de que los espacios Hl son dos veces ortogonal y completo en L2()Sn−1).
  • Cada polinomio homogéneo pPl puede ser escrito en forma única
    p()x)=pl l ()x)+SilencioxSilencio2pl l − − 2+⋯ ⋯ +{}SilencioxSilenciol l p0l l evenSilencioxSilenciol l − − 1p1()x)l l odd{displaystyle p(x)=p_{ell }(x)+Prince{cases}Prince {ell }p_{0}+cdots +{begin{cases} {fnMicrosoft Sans Serif} {fnMicrosoft Sans Serif} {fnMicrosoft Sans Serif}} {fnMicrosoft Sans Serif} {fnMicrosoft Sans Serif}
    Donde pjAj. En particular,
    dim⁡ ⁡ Hl l =()n+l l − − 1n− − 1)− − ()n+l l − − 3n− − 1).{displaystyle dim mathbf {fnMicrosoft Sans Serif} -1}{n-1}-{binom {n+ell -3} {n-1}}.

Se puede construir inductivamente una base ortogonal de armónicos esféricos en dimensiones superiores mediante el método de separación de variables, resolviendo el problema de Sturm-Liouville para el laplaciano esférico

Δ Δ Sn− − 1=pecado2− − n⁡ ⁡ φ φ ∂ ∂ ∂ ∂ φ φ pecadon− − 2⁡ ⁡ φ φ ∂ ∂ ∂ ∂ φ φ +pecado− − 2⁡ ⁡ φ φ Δ Δ Sn− − 2{displaystyle Delta ################################################################################################################################################################################################################################################################ ^{2-n}varphi {fnMicroc {fnMicroc} }{partial varphi }sin ^{n-2}varphi {fnMicroc {fnMicroc} }{partial varphi }+sin ^{-2}varphi "Delta"
φSn−1
Yl l 1,...... l l n− − 1()Silencio Silencio 1,...... Silencio Silencio n− − 1)=12π π eil l 1Silencio Silencio 1∏ ∏ j=2n− − 1jP̄ ̄ l l jl l j− − 1()Silencio Silencio j){displaystyle Y_{ell _{1},dots ell _{n-1}(theta _{1},dots theta {fn1} {fnfnK} {fnfnfnfnfnfnfnK} {fnfn}fnfnfnfnfnfnfn9}\fnfnfnfnfnfn1}\nKfnfnKfnfnfnKfnKfnfnKfnfnKfnKfnKfnKcH00cH00cH00fnKfnKfnKfnKfn}fnKfnK\fnKfn}fn}\\fn}cH00cH00fnKcH00fn}fnKfn}cH0}\cH0}cH00cH00}cH00 ¿Qué? {cHFF} {cHFF} {cHFF} {cHFF} {cHFF} {cHFF}} {ccHFF} {cHFF}} {cHFF} {cHFF} {cH00}} {cH00}} {ccH00}} {ccH00}}}}}} {cH00}}}} {cHFF}}} {cH00}}}}}}} {ccH00}}}}}}} {cH00}} {ccccccH00}}}}}}}}}}}}}} {c}}}}}}} {cc}}}}}}} {ccccccc}}}}}}} {cH00}} {cH}}}}}}}}}}}}}}}} {ccH {fnK} {fnMicrosoft Sans Serif}
Silenciol1■ ≤ l2 ≤ ≤ ≤ ln−1ln−1()ln−1 + n−2)
jP̄ ̄ Ll l ()Silencio Silencio )=2L+j− − 12()L+l l +j− − 2)!()L− − l l )!pecado2− − j2⁡ ⁡ ()Silencio Silencio )PL+j− − 22− − ()l l +j− − 22)()#⁡ ⁡ Silencio Silencio ).{displaystyle {fnK} {fnMicrosoft Sans Serif} {fnMicrosoft}} {fnh} {fnK}} {fn}} {fn}} {fnK}} {fn}}} {fn}} {fn}} {f}} {fnfnf}}}}}} {f} {f}}}} {f}f}}}}}f}f}f} {f}}}f}f}}} {f} {f}f}}}}}f}f}}}f}f}f}}}f} {b} {b}} {b}}} {b}f} {b}fnf}f}}}}f}fnfnfnfnf}}f}}}}}}f}}}}}}fn {fnK} {fnMicroc {fnMicroc {2L+j-1}{2}}{frac {fn+ell +j-2)}{(L-ell)}}}sin ^{frac {2-j}{2}}} {theta)P_{L+{L+{c}}}}f}f}fnfnfnfnfnfnfn0} {fn0}}}}}fnfnfn0}fn0}fn9}fnfnfnfnfn0}fn9}}fnfn9}fn0}}fnun}fnun}}fnun}fnfnun} {fnfnun}fnun}fnun} {fnun}fnun}fnun}fnun} {J-2}{2}}} {cccccccccccccH00}} {ccH00}cccH00}ccccHFF}}cccH00}cccH00}ccccH3cH00}}}}}}}}}cccccccccccccccccccccccccccccccc}}}}}}}}}}}}}}}cccccccccccccccccccccccccccccccccH

Conexión con la teoría de la representación

El espacio H de armónicos esféricos de grado es una representación del grupo de simetría de rotaciones alrededor de un punto (SO(3)) y su doble cubierta SU(2). De hecho, las rotaciones actúan sobre la esfera bidimensional y, por lo tanto, también sobre H por composición de funciones

↑ ↑ ↦ ↦ ↑ ↑ ∘ ∘ *** *** − − 1{displaystyle psi mapsto psi circ rho ^{-1}
***Hl

Los elementos de Hl surgen como las restricciones a la esfera de los elementos Al: polinomios armónicos homogéneos de grado l en el espacio Euclideano tridimensional R3. Por polarización Al, hay coeficientes ↑ ↑ i1...... il l {displaystyle psi ##{i_{1}dots - Sí. simétrico en los índices, determinado únicamente por el requisito

↑ ↑ ()x1,...... ,xn)=.. i1...... il l ↑ ↑ i1...... il l xi1⋯ ⋯ xil l .{displaystyle psi (x_{1},dotsx_{n}=sum ##{i_{1}dots - ¿Qué? ##{i_{1}dots I. }x_{i_{1}cdots x_{i_{ell }}
↑ ↑ i1...... il l {displaystyle psi ##{i_{1}dots - Sí.SO(3)Hll

Más generalmente, las declaraciones análogas se mantienen en dimensiones superiores: el espacio H de armónicos esféricos en la n-esfera es la representación irreducible de SO(n+1) correspondiente a la simetría sin rastro -tensores. Sin embargo, mientras que cada representación tensorial irreducible de SO(2) y SO(3) es de este tipo, los grupos ortogonales especiales en dimensiones superiores tienen representaciones irreducibles adicionales que no surgen de esta manera.

Los grupos ortogonales especiales tienen representaciones de espín adicionales que no son representaciones de tensor y típicamente no son armónicos esféricos. Una excepción son las representaciones de espín de SO(3): estrictamente hablando, estas son representaciones de la doble cubierta SU(2) de SO(3). A su vez, SU(2) se identifica con el grupo de cuaterniones unitarios, por lo que coincide con la 3-esfera. Los espacios de armónicos esféricos en la 3-esfera son ciertas representaciones de espín de SO(3), con respecto a la acción por multiplicación cuaterniónica.

Conexión con armónicos hemisféricos

Los armónicos esféricos se pueden separar en dos conjuntos de funciones. Una de ellas son las funciones hemisféricas (HSH), ortogonales y completas en el hemisferio. Otro son los armónicos hemisféricos complementarios (CHSH).

Generalizaciones

Las simetrías que conservan el ángulo de las dos esferas se describen mediante el grupo de transformaciones de Möbius PSL(2,C). Con respecto a este grupo, la esfera es equivalente a la habitual esfera de Riemann. El grupo PSL(2,C) es isomorfo al (propio) grupo de Lorentz, y su acción sobre las dos esferas concuerda con la acción del grupo de Lorentz sobre la esfera celeste en el espacio de Minkowski. El análogo de los armónicos esféricos para el grupo de Lorentz viene dado por la serie hipergeométrica; además, los armónicos esféricos se pueden reexpresar en términos de la serie hipergeométrica, ya que SO(3) = PSU(2) es un subgrupo de PSL(2,C).

De manera más general, las series hipergeométricas se pueden generalizar para describir las simetrías de cualquier espacio simétrico; en particular, se pueden desarrollar series hipergeométricas para cualquier grupo de Lie.

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