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平面圆环上凸体的长度正交谱。 (英语) Zbl 07745273号

本文致力于对平面环面(mathbb{T}^d=mathbb{R}^d/mathbb}Z}^d)(带(d\ge2))正交连接两个凸体(Sigma_1),(Sigma_2\subset\mathbb}T}^d具有非空的内部和定向光滑边界,其所有截面曲率均为正。
让\(\mathcal{P}(P)_{K_1,K_2,T_0})是一组测地线弧(γ),与长度(γ)大于(T_0)的(σ_1)和(σ_2)直接正交。结果表明,如果(T_0)大于(mathcal)中的测地线数{P}(P)_{K_1,K_2,T_0}\)的长度最多\(T>T_0\)是有限的(阶\(T^d\));这使得作者可以将几个分析对象与这组测地线联系起来,这些对象的行为由凸体的几何形状决定。
例如,作者介绍了广义的Epstein zeta函数\[\zeta_\beta(K_1,K_2,s)=\sum_{\gamma\in\mathcal{P}(P)_{K_1,K_2,T_0}}\压裂{e^{i\int_\gamma\beta}}{ell(\gamma)^s}\;,\]其中,\(\beta\)是\(\mathbb{T}^d\)上的闭实值1形式。当\(\Sigma_1\)和\(\Sigma_2\)是点时,此函数减少到乘数因子,成为由P.爱泼斯坦[数学年鉴56115-644(1903年;JFM 34.0461.02号)]. 作者证明:
(i) 如果\(\beta\)的上同调类\([\beta]\)不属于\(H^1(\mathbb{T}^d,\mathbb{Z})\),则\(s\mapsto\zeta_\beta(K_1,K_2,s)\)全纯地扩展到\(\mathbb{C}\);
(ii)否则,\(s\mapsto\zeta_\beta(K_1,K_2,s)\)扩展到\(\mathbb{C}\),极点都是简单的,in \(\{1,\ldots,d\}\)。
此外,残差可以显式计算;特别地,当(β=0)时,它们可以用凸体的内禀体积来表示。
类似地,作者定义了广义庞加莱级数\[Z_β(K_1,K_2,s)=sum_γ{P}(P)_{K_1,K_2,T_0}}\exp\left(i\int_\gamma\beta-s\ell(\gamma)\right)\;,\]它在\(\{\operatorname{Re}(s)>0\}\)上是全纯的。结果表明,(s\mapsto Z_\beta(K_1,K_2,s)连续地延伸到点(\{pmi\|\xi-[\beta]\|\mid\xi\in\mathbb{Z}^d\})外的虚轴;此外,作者能够精确地描述(Z\beta(K1,K2,s))在奇点处的行为。
广义Poincaré级数的虚轴扩张与傅里叶变换严格相关{T}(T)_计数测度的{\β,K_1,K_2}\)\[T_{β,K_1,K_2}(T)=sum_{γ{P}(P)_{K_1,K_2,T_0}}e^{i\int_\gamma\beta}\delta\bigl(T-\ell(\gamma)\bigr)\;。\]作者证明了\(\widehat的奇异支持{T}(T)_{β,K_1,K_2})包含在磁性拉普拉斯谱(Delta{-[\beta]}=(\partial_x-i[\beta])^2)中,它们明确地描述了奇点。
所有这些结果(以及许多其他结果)都是通过对单位切线丛(S\mathbb{T}^d={(x,θ。更准确地说,作者将对前面公式中出现的和的研究简化为对形式积分的详细研究\[\hat\chi(-iV)=\int_{\mathbb{R}}\chi(t)e^{-tV*}|dt|,\]其中\(\chi\)是一个足够好的函数(例如\(\chi(t)=t^{-s}\)或\(e^{-ts}\)),\(e^ tV\)是测地线流。研究是在合适的各向异性Sobolev分布空间中进行的,该空间使用调和分析工具定义,它依赖于对拉回算子(e^{-tV*})的渐近展开式(t~+infty)的非常精确的描述。
最后,应该提到的是,在这篇非常有趣的论文中进行的分析实际上是针对\(mathbb{T}^d)上的任何平移不变Finsler结构进行的,而不仅仅是针对标准欧几里德结构。

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