Research Paper Notes on Quasinormal Modes

Research Paper Notes on Quasinormal Modes

本文档除了包括推导, 疑惑 外,做 读书重点 的记录 $$$$

文献列表
Analytic analyses of QNM
 * The Quasi-Normal Modes of the Schwarzschild Black Hole, Proc. R. Soc. Lond. A. 344, 441-452 (1975), by S. Chandrasekhar and S. Detweiler
 * Electromagnetic field of a particle moving in a spherically symmetric black-hole background, Lett. Nuovo Cim. 3S2 (1972) 211-215, by R. Ruffini et al
 * Oscillations of a Black Hole, Phys. Rev. Lett. 52 (1984) 1361, by Valeria Ferrari and Bahram Mashhoon
 * Black hole normal modes: a semianalytic approach, Astrophys. Jour., 291 (1985) L33, by Bernard F. Schutz and Clifford M. Will
 * High-overtone normal modes of Schwarzschild black holes, Class. Quantum Grav. 7 (1990) L47, by J.W. Guinn, C.M. Will, Y. Kojima and B.F. Schutz
 * Black-hole normal modes: A WKB approach. I. Foundations and application of a higher-order WKB analysis of potential-barrier scattering, Phys. Rev. D 35 (1987) 3621, by Sai Iyer and Clifford M. Will
 * An analytic representation for the quasi-normal modes of Kerr black holes, Proc. R. Soc. Lond. A 402 (1985) 285-298, by E. W. Leaver
 * Quasinormal modes of Reissner-Nordstrom black holes, Phys. Rev. D41 (1990) 2986, by E. W. Leaver
 * Asymptotic black hole quasinormal frequencies, arXiv:hep-th/0301173, by L. Motl and A. Neitzke
 * The asymptotic quasinormal mode spectrum of non-rotating black holes, arXiv:gr-qc/0307020, by N. Andersson and C.J. Howls
 * Spectral decomposition of the perturbation response of the Schwarzschild geometry, Phys.Rev. D34 (1986) 384, by E.W. Leaver

Analytic analyses of late-time tails
 * Late-time behavior of stellar collapse and explosions: I. Linearized perturbations, arXiv:gr-qc/9307009, by C. Gundlach, R. Price, J. Pullin
 * Wave Propagation in Gravitational Systems: Late Time Behavior, arXiv:gr-qc/9507035, by E.S.C. Ching, P.T. Leung, W.M. Suen, K. Young
 * Radiative falloff in Schwarzschild–de Sitter spacetime, arXiv:gr-qc/9902010, by P.R. Brady, C.M. Chambers, W.G. Laarakkers, and E. Poisson
 * Wave propagation in gravitational systems: Completeness of quasinormal modes, arXiv:gr-qc/9507034, by E. S. C. Ching, P. T. Leung, W. M. Suen, and K. Young
 * Late-time tails in gravitational collapse of a self-interacting massive scalar-field and decay of a self-interacting scalar hair, gr-qc/9801059, by Shahar Hod and Tsvi Piran
 * Asymptotic power-law tails of massive scalar fields in Reissner-Nordstrom background, arXiv:gr-qc/0012022v2, by Hiroko Koyama and Akira Tomimatsu
 * Asymptotic tails of massive scalar fields in Schwarzschild background, arXiv:gr-qc/0103086v2, by Hiroko Koyama and Akira Tomimatsu
 * Slowly decaying tails of massive scalar fields in spherically symmetric spacetimes, arXiv:gr-qc/0112075v2, by Hiroko Koyama and Akira Tomimatsu

QNM and bound state problem
 * Potential and Bound State, Am. J. Phys. 63 (1995) 256, by Walter F. Buell and B.A. Shadwich
 * A geometric framework for black hole perturbations, arXiv:1102.2451v2, by Anıl Zenginoglu
 * A toy model of hyperboloidal approach to quasinormal modes, arXiv:2002.01770v1, by Piotr Bizo et al

Instability of the QNM pseudospectrum
 * About the significance of quasinormal modes of black holes, arXiv:gr-qc/9602032, by Hans-Peter Nollert
 * Significance of black hole quasinormal modes: A closer look, arXiv:2002.07251, by Ramin G. Daghigh et al
 * Dynamical instabilities and quasi-normal modes, a spectral analysis with applications to black-hole physics, arXiv:1601.00868v2, by Antonin Coutant et al
 * Hydrodynamic stability without eigenvalues, Science 261(5121), 578–584 (1993) by L.N. Trefethen et al
 * Pseudospectrum and black hole quasi-normal mode (in)stability, arXiv:2004.06434v4, by José Luis Jaramillo et al
 * Pseudospectrum of Reissner-Nordstrom black holes: quasinormal mode instability and universality, arXiv:2107.09673v2, by Kyriakos Destounis et al

Black hole echoes and QNM
 * A recipe for echoes from exotic compact objects, arXiv:1706.06155, by Zachary Mark et al
 * Echoes of Kerr-like wormholes, arXiv:1711.00391v3, by Pablo Bueno et al

Numerical approaches and inverse problems
 * Mining information from binary black hole mergers: a comparison of estimation methods for complex exponentials in noise, arXiv:gr-qc/0701086, by E. Berti, V. Cardoso, J.A. Gonźalez and U. Sperhake

The Quasi-Normal Modes of the Schwarzschild Black Hole, Proc. R. Soc. Lond. A. 344, 441-452 (1975), by S. Chandrasekhar and S. Detweiler
这篇文章是Chandrasekhar-Detweiler方法.通过把主方程改写成一阶方程的形式,可以通过数值积分然后要求相函数连续来获得QNM,避免了数值不稳定性.具体讨论又参见arXiv:hep-th/0301173一文(11)的讨论.

(5-7)

与主方程(1)比较,这里给出了其"微分相位"满足的方程.这个方程的形式是一阶的.

因为它已经是原本波函数的指数部分,复频率QNM导致的波函数在无穷远处发散的问题在这里被有限的边界条件(7)所取代. 更重要的是,参考下面的讨论,原本的发散是与数值积分的不稳定性联系起来的,而这里因为不涉及两个数值上在黑洞视界附近相仿而在无穷远处相差悬殊的波函数,上述不稳定性似乎可以被避免.

这里的方程是一阶的,所以通解只含有一个积分常数.因为方程是非齐次的,故其通解不包含任何不确定的归一常数.又参见下面对方势垒的QNM解(17)的相关讨论.

(15-17)

这里给出方势垒的QNM的解.注意到(16)中的正负号选择不会影响(17)中通解仅含一个积分常数$$c$$的事实.因为通解,即(17)中的第二式,对纯虚数$$\kappa$$是偶函数.取$$\kappa\to -\kappa$$并不改变(17)第二式的形式.

(21)

这个求解的非线性方程,可由(17)中$$\tanh \kappa c$$代入(18),并注意到$$\tanh(a+b)=\frac{\tanh a \tanh b}{1+\tanh a\tanh b}$$直接得到,已验证.

我们注意到,不出意外的,最后的方程的待求变量仍然在指数上.这样的非线性方程在台阶数目很大的时候是很难数值求解的.

(49-53)

这里给出了具体的算法.除了数值积分外,在乌龟坐标的正负无穷远分别先用展开近似来得到近似解.文中指出,展开(49-50)都是收敛的.

我们注意到,表面上以(51)为例,它牵涉到5个不同的展开系数的耦合方程,所以很难得到从某低阶项出发的递推关系.所以,我们只能退而求其次,考虑到它可以充分的给出到某指定阶为止的所有展开系数$$\alpha_i$$满足的闭合的方程组.具体的,假设我们考虑五个展开系数,那么分别取$$j=0,1,\cdots,4$$时,(51)给出五个方程,忽略所有更高阶的系数后,这些方程是闭合的.借助(54),这些系数足以给出在无穷远附近函数$$\phi(x)$$的渐进形式,作为数值积分的出发点.在此意义上,这个方法与连续分数法的展开相比,后者通过选取更合适的方程形式,使得展开系数的递推关系更为简单.

实际上,林恺指出,只要取足够小的$$j$$,比如$$j=0$$,那么(51)对应的最低阶的方程只与$$\alpha_1, \alpha_0$$有关,而其他系数都为零.这样可以由$$\alpha_0$$决定$$\alpha_1$$.接着取$$j=1$$,那么对应的方程仅涉及三个系数,故可以把$$\alpha_2$$同样由$$\alpha_0$$决定.以此类推,可以得到任意阶的展开系数.进一步,因为(51)背后的方程是一阶的,所以本质上方程的解仅仅由一个积分常数决定.故最低阶的系数完全决定了方程的解是合理的.

(55)

注意到因为(6)是一个一阶方程,连接条件并非朗斯基行列式为零,而只需要函数连续即可.实际上,不难由(5)直接验证$$\phi$$连续意味着$$\psi,\psi'$$都是连续的.

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Electromagnetic field of a particle moving in a spherically symmetric black-hole background, Lett. Nuovo Cim. 3S2 (1972) 211-215, by R. Ruffini et al
本文推导了史瓦西黑洞中带源的电磁场扰动方程. 显然,所得的扰动方程无源的部分正是电磁场QNM的主方程.

(2a-d)

这是把扰动波函数与源按矢量球谐函数作为基展开,展开系数分别为$$(a^{lm},f^{lm},h^{lm},k^{lm})$$和$$(\alpha^{lm},\Psi^{lm},\eta^{lm},\chi^{lm})$$.

这样做的数学基础是方程的抽象形式中算符所满足的空间旋转对称性对称性. 这个讨论的基础参见作者所著Black holes (Les astres occlus)一书的讨论. 该书P.508 (29)给出了主方程(4)的一般形式$$\mathcal{O}(f)=g$$,其中算符$$\mathcal{O}$$满足空间旋转对称性. 而$$(f,g)$$为$$(3+1)$$为时空中的四矢量,故其空间部分可以按矢量球谐函数分解. 而后者通过角动量耦合和CG系数得到群论中基的基本形式.两者的关系通过书中(35.1-3)给出. 实际上,上述方案就是Regge-Wheeler提出的张量球谐函数的简单版本.它涉及到洛伦兹矢量函数如何空间转动下变换,和为何标量和矢量球谐函数满足上述变换的定义且对应了某不可约表示的基. 具体参考Nollert关于QNM综述的 笔记.

首先,这些矢量球谐函数基与Nollert综述中给出的张量球谐函数基直接有关. 其次,容易证明这些基满足正交归一关系. 下面我们简单说明上述关系的证明. 正交关系可直接由算符间的正交性得到. 比如,$$\frac{\mathbf{r}}{r}\cdot \left(r\nabla\right)=\mathbf{r}\cdot\nabla$$作用在球谐函数上为零.因为前者的梯度没有径向分量. 而归一关系讨论如下. 与$$\hat{\mathbf{r}}$$成正比的基的归一可以简单的由(标量)球谐函数的归一性得到; 与$$r\nabla$$成正比的基的归一性,只需注意到球谐函数满足的拉普拉斯方程角度部分的本征值问题,其对应的算符正是$$r^2\nabla^2$$. 与$$\mathbf{L}=\mathbf{r}\times\nabla$$成正比的基的归一性,只需注意到轨道角动量算符在球极坐标中的具体形式满足$$r^2\nabla^2=L^2$$.

(13)

至此文中证明运动方程本质上只有两个自由度,与量子电动力学对电磁矢量的自由度为4-1-1=2(四维矢量减去零质量减去规范)的讨论一致. 文中的推导并不复杂,注意到(12a)有笔误,它由(10a)得到,故等式左边的偏导项为$$(b^{lm})_{,r}$$,而非$$(b^{lm})_{,0}$$. 而通过(12ab)分别偏导使得等式右边得到混合偏导,并把两式相减即得(13),显然它和(10a)具有相同的形式.

(15c)

考虑源的四流的两个相关分量,我们把四速度代入
 * $$\frac{dz^\mu}{dt}\delta(\mathbf{x}-\mathbf{z}(t))

=\frac{dz^\mu}{dt}\delta(r-R)\delta(\theta-\Theta(t))\delta(\varphi-\Phi(t)) = \begin{pmatrix}1\\ \frac{dr}{dt}\\\frac{d\theta}{dt}\\\frac{d\varphi}{dt}\end{pmatrix}\delta(r-R)\delta(\theta-\Theta(t))\delta(\varphi-\Phi(t)) = \begin{pmatrix}1\\ 0\\\frac{d\Theta}{dt}\\\frac{d\Phi}{dt}\end{pmatrix}\delta(r-R)\delta(\theta-\Theta(t))\delta(\varphi-\Phi(t))$$ 其中最后一步等式在$$\delta$$函数的积分意义下成立.再代入流用矢量球谐函数的表达式,我们有
 * $$\frac{q}{\sqrt{-g}}\delta(r-R)\delta(\theta-\Theta(t))\delta(\varphi-\Phi(t))\begin{pmatrix}\frac{d\theta}{dt}\\\frac{d\varphi}{dt}\end{pmatrix} = \alpha^{\ell,m}(t,r)V^{\ell,m}_{(2)}(\theta,\varphi)$$

这里利用矢量球谐函数的正交性两边乘以$${V^{\ell,m}_{(2)}}^\dagger(\theta,\varphi)$$并对角度积分来反解$$\alpha^{\ell,m}(t,r)$$从而得到最终的表达式. 其中度规的雅克比仅涉及角度部分$$\sqrt{-g}=\sin\theta$$,它与立体角积分的测度正好抵消.
 * $$\sum_{\ell',m'}\int d\Omega{V^{\ell',m'}_{(2)}}^\dagger(\theta,\varphi)\frac{q}{\sin\theta}\delta(r-R)\delta(\theta-\Theta(t))\delta(\varphi-\Phi(t))\begin{pmatrix}\frac{d\theta}{dt}\\\frac{d\varphi}{dt}\end{pmatrix}

= \sum_{\ell',m'}\int d\Omega{V^{\ell',m'}_{(2)}}^\dagger(\theta,\varphi)\alpha^{\ell,m}(t,r)V^{\ell,m}_{(2)}(\theta,\varphi)$$
 * $$\sum_{\ell', m'}\delta_{\ell, \ell'}\delta_{m, m'}{V^{\ell,m}_{(2)}}^\dagger(\Theta,\Phi)q\delta(r-R)\begin{pmatrix}\frac{d\Theta}{dt}\\\frac{d\Phi}{dt}\end{pmatrix} = \sum_{\ell', m'}\delta_{\ell, \ell'}\delta_{m, m'}\alpha^{\ell,m}(t,r)$$
 * $${V^{\ell,m}_{(2)}}^\dagger(\Theta,\Phi)q\delta(r-R)\begin{pmatrix}\frac{d\Theta}{dt}\\\frac{d\Phi}{dt}\end{pmatrix} = \alpha^{\ell,m}(t,r)$$

这里的结果与(15c)相比,差了常系数$$\ell(\ell+1)$$和一个负号.前者是由矢量球谐函数的归一的定义引起的,后者应该是作者的笔误.

我们指出,一般的,如果求解得到格林函数的形式,利用完备(而非正交)关系替换掉格林函数定义中等式右端的$$\delta$$函数,得到对$$(\theta',\varphi')$$依赖的关系,再把沿世界线运动的粒子对应的源的具体形式代入,并完成对$$(\theta',\varphi')$$的积分,也能得到完全相同的结果.岳老师具体计算后也指出与书中的结果(15c)差了一个负号.

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Oscillations of a Black Hole, Phys. Rev. Lett. 52 (1984) 1361, by Valeria Ferrari and Bahram Mashhoon
本文提出了著名的Poschl-Teller势场近似法,更重要的是,这个方法是基于把QNM问题及其边界条件转换为束缚态问题的一般策略.

(2)

这里指出了QNM的一个物理意义.由于它的两边为出射波的边界条件,它对应了把频率延拓到复平面上后反射系数(同时也是透射系数)在频率域的奇点.同时,反射系数与透射系数的比值为有限值.

(3)

这里提出了一个把QNM问题及其边界条件转换为束缚态问题的一般策略.

首先,在变换下$$x\to x'=ix, p\to p'=\pi(p)$$下,按(3)的限制,势场不变,这样波动方程在新坐标下,势场取负号,形式不变,即(4). 因为QNM问题中的势场一般存在最大值,故势场加负号后,比较自然的对应势场形式为势阱的束缚态问题. 注意到这里文中记为$$x=-ix'$$,新的方程在$$x'$$为实数的情况下进行求解,即在原坐标$$x$$的虚轴上求解. 其中$$p\to p'=\pi(p)$$是为了使得(3)得到满足.显然,如果势场是坐标的函数,这个要求总是可以做到的,因为我们永远可以把势场中的$$x\to cx$$,并在计算最后取$$c=1$$.显然,在变换$$x\to x'=ix, c\to c'=-ic$$下,(3)总是被满足的.

其次,考虑方程的解的边界条件,比如$$x\to +\infty, \exp(i\omega x)\to \exp(i\omega' x')=\exp(-\omega' x)$$.对于QNM相应的本征值问题,因为$$\omega'=\omega(c')\ne \omega$$,并且一般不再是实数(具体例子见下面(10-11)的结果与讨论),故而方程的解的渐进行为一般不再相同. 而如果考虑散射态解的问题,这种情况下频率由外界给定.方程的通解具有两个独立的积分常数,物理上可以是分别对应左行波与右行波的散射态解.这时,我们仍然必须讨论方程与解在变换下一一对应的关系,故除了$$x\to x'=ix, V\to V'=-V$$外,还要求$$\omega\to \omega'=\pm i\omega$$,其中正负号根据实际需要取定后不变.这样原来的散射态解$$x\to +\infty, \exp(i\omega x)\to \exp(i\omega' x')=\exp(\pm i\omega x)$$仍然是散射态解.对应的解的能量,由于方程中势场的反转,产生一个负号,但这个负号正好抵消掉上述变换后频率的平方产生另一个负号,故变换后对应的散射态能量的数值不变.

显然,解析延拓(7)要求波函数在时间域不含奇性,或者从虚轴到实轴的解析延拓的路径上不存在奇点. 一般情况下,由于乌龟坐标变换,坐标空间存在割线.所以在乌龟坐标下,我们只可能在上述第二个要求的上下文中讨论问题. 而在此意义上,Motl提出的单值法正是这个思路的进一步展开.

(9-11)

这里以Poschl-Teller势场为例,具体给出计算. 这里(10)有笔误. 注意到在$$\alpha\to \alpha'=-i\alpha$$变换下,原来为实数的束缚态能级(10)变为复数形式(11).

Black hole normal modes: a semianalytic approach, Astrophys. Jour., 291 (1985) L33, by Bernard F. Schutz and Clifford M. Will
这是第一篇WKB计算QNM的文章.

Fig.1

首先当行文的年代,准正模式被称为正模式.

本质上,文章就是基于最标准的WKB方法,用于黑洞度规扰动的讨论散射波解.与普通WKB方法的区别是边界条件,即两端都是出射波.这样,文章指出,由于入射波(系数几乎)为零,由于概率守恒,透射系数与反射系数数值上必然相当,换言之,两端出射波的振幅必然相当.

显然,上述结论与量子力学的遂穿透射的一般的振幅比有很大的不同.因为在经典力学中,遂穿不存在,即当入射粒子能量小于势垒最大值时透射系数为零.量子遂穿作为经典情况下的修正,故在一般情况下透射系数的模远远小于反射(与入射)系数的模. 参考Froman的JWKB的透射系数的形式(9.7)与(9.12ab)或者Berry关于WKB近似的综述一文(2.29),在两个势场"拐点"间的反射系数与指数上的一个积分有关. 所以,上述结果也可以自然的通过具体的数学表达式来理解.一般情况下,如文中所述,在II区域,当能量与势场极值相差很大时,由于积分在两个能量与势场相等决定的拐点之间的区域进行积分,其结果$$B$$为很大的正值.这导致$$e^{-B}$$很小,即透射系数与反射系数相比小很多.

上述结果符合经典图像,但与准正模式解所需满足的边界条件大相径庭.正如文章中指出,达到准正模式的条件,就是当能量$$E=\omega^2$$与势场最大值相当,这时上述积分得到的结果尽量小,这才可能使得正则模式的条件得到满足.而实际上,这时必须进一步把能量延拓到复平面上.这是因为,如果能量为实数,那么两边外行波的边界条件使得体系不断损失能量,这显然不可能构成稳态,唯一的可能是振幅随着时间也不断减少,直到体系的能量被耗尽.这时,能量为复数,即复频率,数值上与势场极大值接近.这时使用WKB方法近似获得QNM频率谱的基本图像.

进一步,由于能量与势场最大值很接近,故方程的两个转折点(零点)非常接近.这样在势场的最大值附近,一阶导数为零,两阶导数很大,这实际上违反了WKB方法的适用条件.所以,对两个零点之间的这个区域,作者即用抛物线近似最大值附近的势场并得到对应的波函数的解,上述讨论涉及的能量与势场最大值接近的结论保证了这个展开近似的合理性.同时,作者使用WKB近似得到两个零点两侧的波函数,并用波函数以及一阶导数连续的条件来连接不同区域的解,最后利用QNM边界条件得到准正频率.

与后续工作,特别是高阶QNM准正频率的结果比较,文中给出的讨论与高阶QNM模式不符.当模式的序数较小时,的确需要满足上述能量$$E=\omega^2$$与势场最接近的条件.但考虑复域中复能量的高阶模式,积分结果同样可能通过幅角的快速震荡抵消而变得很小,使得QNM透射波与反射波振幅相当的边界条件得到满足.这时,显然WKB基于复频率与势垒最大值相近的假设,从而对对势场近似展开获得波函数近似解的做法不再可靠,所获得的QNM数值与实际结果偏差较大.

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High-overtone normal modes of Schwarzschild black holes, Class. Quantum Grav. 7 (1990) L47, by J.W. Guinn, C.M. Will, Y. Kojima and B.F. Schutz
这篇文献利用WKB近似讨论高阶QNM渐进行为.主要基于复域WKB方法,并利用积分回路的改变实现具体计算.

具体的,当QNM频率的虚部很大时,因为"拐点"移动到复平面上,标准WKB近似不再适用,必须使用复域WKB近似.计算中具体涉及的极点,割线和回路变化参见文中的Fig.1和Fig.2.

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Black-hole normal modes: A WKB approach. I. Foundations and application of a higher-order WKB analysis of potential-barrier scattering, Phys. Rev. D 35 (1987) 3621, by Sai Iyer and Clifford M. Will
这篇文章给出黑洞准正模式的高阶WKB方法的基本做法.

对外部解,利用标准WKB近似给出,对内部解,用展开势场的方法得到每一阶的解析近似解.

(3.2-3.4)

这就是外部区域I和III的解,它通过标准WKB方法得到.

(3.7-3.22)

这是内部区域II的解.方程的自变量从$$x$$转换为$$z=x-x_0$$再转换为$$t$$,后者方程为(3.11). 然后采用parabolic cylinder functions试探解的形式,表达由待定函数$$f(t)$$和$$g(t)$$决定的形式. 再次引入约束(3.13)和展开(3.16),后者的系数最终由(3.21)决定.

(3.24-3.26)

这里的逻辑是用内部解的势场参数$$(z_0,b,c,d\cdots)$$把$$Q$$表达出来,以这些参数重新表达外部解,得到(3.26). 后者原则上就可以和内部解的渐进形式(3.23)进行匹配,从而得到准正模式.

首先,(3.24)是先把$$Q$$的两个零点用上述参数表达出来. 进而(3.25)是把$$Q$$用上述参数表达.

(3.30-3.33)

这就是比较内部解和外部解的过程. 这里(3.30)是外部解,含有四个待定系数$$(Z^\mathrm{I,III}_{\mathrm{in},\mathrm{out}})$$;另一方面(3.32)是内部解,含有两个待定系数$$(A,B)$$. 这六个系数通过内外解之间的比较,即四个方程,而被其中两个系数的函数决定,选为$$(Z^\mathrm{I}_{\mathrm{in},\mathrm{out}})$$. 最终结果即(3.33),这里忽略了系数$$(A,B)$$.

(4.1-4.2)

最终的准正模式的边界条件要求外部解全部是出射波,这就直接导致(4.1-4.2)的结果.

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An analytic representation for the quasi-normal modes of Kerr black holes, Proc. R. Soc. Lond. A 402 (1985) 285-298, by E. W. Leaver
这篇文献中提出了经典的连续分数法.

虽然表面上,连续分数法被认为是与解氢原子电子能级的薛定谔方程类似的方法.的确,物理上的要求是在去掉渐进行为因子后的波函数用级数展开收敛.但是,氢原子情况下较为简单,是通过截断级数来达到这个目的的.而在连续分数法情况下,是利用了三项递推关系级数的收敛性质分析来求得复频率.对后者,级数具有无限多而非有限多阶,在能量取为特殊的QNM复频率时,级数一致收敛.

(5)

首先边界条件,就是在乌龟坐标$$x=r+\ln(r-1)$$下在两端的平面波形式$$e^{\pm i\omega x}$$对应$$r\to 1, r\to +\infty$$时$$x\to\pm \infty$$.

这里顾及到了在某一侧的边界条件不致影响到另一侧.比如因子$$r^{-2\rho}$$是因为在无穷远处$$(r-1)^\rho r^{-2\rho}\to r^{-\rho}$$而在视界处$$(r-1)^\rho r^{-2\rho}\to (r-1)^\rho$$.同样的,因子$$e^{-\rho(r-1)}$$是因为在无穷远处满足$$e^{-\rho(r-1)} \to e^{-\rho r}$$而在视界处满足$$e^{-\rho(r-1)}\to 1$$.

(10)

此式与(7)等价.具体推导只要注意到后者等价于$$\frac{a_{n+1}}{a_n}=\frac{-\gamma_{n+1}}{\beta_{n+1}+\alpha_{n+1}\frac{a_{n+2}}{a_{n+1}}}$$.反复迭代这个形式即得(10)式.

(11-13)

注意到(6-7)意味着如果取定与归一性相关的第一个系数$$a_0$$,那么由(6)我们得到$$a_1$$,再由(7)反复迭代即可得到任何系数.而这样得到的展开式,即(5)等式右边的最后的求和,一般不是收敛的.在量子力学氢原子的薛定谔方程中,使得这个展开收敛的方式是截断合流超几何级数.而在这里,我们考虑的这个展开是无限阶的,它仅在频率为准正频率时以(9)的形式一致收敛.在解方程(13)时,我们只考虑有限阶$$N$$的具体展开,而根据(9)给出的渐进行为,假设从某阶开始$$a_{N+1}=a_N$$,这并非是量子力学中的截断$$a_{N+1}=0$$,而是某种对无限阶的近似.因此,我们通过(13)获得的准正频率是存在增根的.

本文档除了包括推导, 疑惑 外,做 读书重点 的记录 $$$$

Quasinormal modes of Reissner-Nordstrom black holes, Phys. Rev. D41 (1990) 2986, by E. W. Leaver
本文是Leaver对最初连续分数法的两个改进.第一相当于矩阵法,第二是用高斯消去法把四项递归退化到三项递归,从而应用连续分数法

(10)

这个矩阵方程正是通过级数展开离散化后的主方程.而准正模式可以通过矩阵行列式为零得到,在此意义上与矩阵法非常类似. 作者指出,其问题是阶数太低,精度不够.

(17)

直观的,这就是对矩阵(10)采用高斯消去法(相当于矩阵对角化时采用的施密特消去法)消去二级次对角项,使得剩余的对角项和次对角项对应的系数满足一个三系数递推关系. 由此可以直接对(17)采用连续分数法.

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Asymptotic black hole quasinormal frequencies, arXiv:hep-th/0301173, by L. Motl and A. Neitzke
这篇文章提出了所谓单值法.该方法通过势场在$$r\to 0$$附近的渐进解以及解析延拓的方法,解析求解准正模式的频率.该方法的局限性是它仅适用于$$\mathrm{Im}\omega$$很大的情况.因为这里的结果主要由势场很小和在视界处的乌龟坐标变换性质决定,本质上这个方法是WKB方法.

(9-10)

这里的讨论首先说明准正模式必然意味着波函数不在希尔伯特空间中,即波函数不是平方可积的.具体的,对频率虚部符号的讨论得到波函数在空间两端发散的结论.

(11)

文中对QNM问题的边界条件的叙述似乎 不是 很清晰,在完成理解后,结合文中具体内容讨论如下.

首先,在视界处,由(7),可直接得到关系$$e^{\pm i\omega x}=(r-1)^{\pm i\omega}e^{\pm i\omega r}$$.

按之前的讨论,在复平面上,对给定的$$r$$,$$x$$仍然不是单值的.对应的一根割线经过$$r=1$$,如图Fig.1.我们考虑在$$r=1$$处对应出射波,上述表达式在指数上取正号,所以是$$(r-1)^{ i\omega}e^{ i\omega r}\to \left({\epsilon e^{i\theta}}\right)^{i\omega}e^{i\omega}=e^{-\theta\omega\ln\epsilon}e^{i\omega}$$,其中模$$\epsilon\to 0_+$$是实数,幅角$$\theta$$也是实数,顺着逆时针绕行一圈的变化为$$\Delta\theta=2\pi$$.所以在割线两侧的函数数值的比值是因子$$e^{-2\pi\omega}$$,而不是函数值的跳跃或者积分值,这点在(23)下方的讨论中给予确认.

考虑$$\omega$$几乎是纯虚数的情况,按定义,对QNM有物理意义的频率,其虚部系数为正.同时考虑在复平面上的$$x$$也几乎为纯虚数,在很大时,它与$$r$$一致,Wick转动90度后虚数系数同样为正.这样$$\omega x$$的乘积基本上是实数,但有一个负号,与文中给出的边界条件(11)比较差了一个负号.我们应该把(18)理解为波函数在无穷远处的边界条件,其中,在无穷远处,$$z$$与$$x$$的幅角是一致的,它们都几乎为纯虚数,其虚部系数小于零.注意到,虽然我们在处理单值函数,但是由于极点的存在,在一般情况下我们并不能保证复平面上的解析性.所以,边界条件并不适用于复平面上任何方向.参见(21-23)的结果与笔记中的讨论.

这里在无穷远处的边界条件由实轴上的条件(9)改为在复平面满足$$\mathrm{Im}\omega x=0$$方向上的条件(11).在这个方向上,指数上为纯虚数,所以等式左边为纯简谐振动而没有衰减.这个替换的理由在很多文献中都有提到,现讨论如下.方程(9)是出射波条件,但这个表达式在$$x\to +\infty$$时,因为$$\omega$$的虚部系数为正,是指数发散的.换言之,比较入射波和出射波在$$x\to +\infty$$时的渐进行为,前者因为是指数衰减要小得多,即便不为零,也很难显现.这意味着,要严格的从无穷远处的波函数中剔除入射波数值上是非常困难的.而(11)式对应的边界条件,入射波和出射波的振幅大致相当,把入射波剔除掉在数值上更具有可操作性.关于这个差别在数值积分求解QNM方法中的重要影响可以参见Chandrasekhar-Detweiler方法的文章P.448的讨论.具体做法是在正负无穷远处分别将满足边界条件的波函数向内积分,而正确的QNM频率在两个波函数的交接处的朗斯基行列式必为零.但因为与边界条件相违背的內行波波函数在边界处为无限小,故数值上无法避免其以微小的比例混入正确的波函数,这导致最后的计算结果在数值上有极大的误差.我们注意到本文的方法其实并不涉及数值处理.具体又参见(25)的讨论.

Fig.2

注意到Fig.1和Fig.2的左图中其实有两种不同的红色.$$r=1$$附近的红色其实对应Fig.2右图实轴右侧的区域,因为奇点$$r=1$$对应$$z=-\infty$$.

对于$$\mathrm{Re}x<0$$的区域,由于$$x=z+i\pi$$,两者之间之差一个纯虚数,故$$\mathrm{Re}z<0$$的区域,即实轴左侧就是对应区域.这在Fig.2右边的图中是显然的.

对于$$r$$,我们利用定义知$$\mathrm{Re}x=\mathrm{r}+\ln|r-1|<0$$,这对应区域$$|r-1|0$$,则上述不等式所要求的最大距离总是小于$$1$$的,故这是一个包含在$$r=1$$为圆心的半径为$$1$$的圆内的有限大小的区域.实际上,因为这是不等式两边都小于$$1$$,这个区域必然在虚轴的右侧,与原点$$r=0$$接触,如Fig.2左图所示.

另一种可能是,如果$$\mathrm{Re}r<0$$,这时不等式两边都大于$$1$$,对应的区域必然在虚轴左侧,而且因为指数总是比线型函数增加的快,所以如果在某个点上不等式两边相等,那么这个点左侧的所有的点都必然满足不等式,故这个区域向左包括无限大的空间.特别的,在实轴上满足不等式两边相等的点正是原点.在曲线$$|r-1|=e^{-\mathrm{Re}r}$$左侧的无限大区域都满足不等式,如Fig.2左图所示.

因为积分文中所讨论的复平面上的路径除了大圆以外是沿着$$z$$的实轴,即在$$r$$复平面上贴着$$\mathrm{Re}x=0$$曲线运动的,所以画出对应区域便于对问题的讨论.

(12)

将展开$$\ln(x_0+\Delta x)=\ln x_0+\frac{\Delta x}{x_0}+\frac12 (-1)\frac{\Delta x^2}{x_0^2}$$延拓到复变函数,并注意到其中$$x_0=-1=e^{i\pi+i2n\pi}$$,$$\Delta x=r$$,并按书中约定取$$n=0$$这一支,即得这个结果.

如文中指出,这个表达式的一个直接结果是在Fig.2中,在左图中原点附近$$r\to 0$$的小圆上$$3\pi/2$$弧度的绕行在右图中对应了一圈半$$3\pi$$的绕行.而在原点附近的入射幅角的变化为


 * $$5\pi/4 \to 2\times 5\pi/4+\pi=2\times 5\pi/4+\pi-2\pi=3\pi/2$$

在远离原点处,三个变量$$r$$,$$x$$和$$z$$的幅角趋于一致,入射方向都是$$3\pi/2$$.而文中选取的路径其实是保持$$z$$的入射幅角为$$3\pi/2$$不变的.

最后,按文中所取极限的上下文,在$$z$$沿着$$3\pi/2$$的幅角趋于原点时,由于$$\omega$$虚部系数为正,我们有$$\mathrm{Im}\omega z=0$$且$$\omega z\to +\infty$$.如果在原点附近,$$r,z$$都很小,那么由定义$$z=x-i\pi$$,有$$x\to i\pi$$.若$$\omega z\to\infty$$,显然$$\mathrm{Im}\omega x=0$$且$$\omega x\to -\infty$$,对于解析函数$$\psi(x)$$适用问题的边界条件(11).

(17)

这就是贝塞尔函数的渐进形式.注意到这里成立的条件是,虽然$$z$$很小,但是$$\omega z$$很大.

(18)

这就是把(15)整理后,$$e^{i\omega z}$$项对应的系数.

(20)

这个结果按贝塞尔函数与超几何函数的关系,注意到在超几何函数中自变量以$$z^2$$形式出现,故必然是偶函数,同时由超几何函数级数展开的形式知,它在复数域可导.

(21-23)

在保持极限$$\omega z\to +\infty$$下,引入变换$$z\to ze^{i3\pi}$$.利用(20)和$$\phi(z)$$是偶函数的性质,我们有
 * $$J_{\pm j/2}(\omega z)\to z^{\pm j/2}\phi(z)=e^{\pm i3\pi j/2}z^{\pm j/2}\phi(-z)=e^{\pm i3\pi j/2}z^{\pm j/2}z^{\mp j/2}z^{\pm j/2}\phi(z)=e^{\pm i3\pi j/2}J_{\pm j/2}(\omega z)$$

由此,我们可以计算(16)左边对应的变换
 * $$c_\pm\sqrt{\omega z}J_{\pm j/2}(\omega z)\to c_\pm\sqrt{\omega z}e^{\pm i3\pi j/2}J_{\pm j/2}(\omega ze^{i3\pi})=e^{\pm i3\pi/2\pm i3\pi j/2}c_\pm \sqrt{\omega z}J_{\pm j/2}(\omega z)=e^{6i\alpha_\pm}c_\pm \sqrt{\omega z}J_{\pm j/2}(\omega z)$$

其中最后一步利用了(17)中的定义.我们强调到上述结果对应极限$$\omega z\to +\infty$$,利用贝塞尔函数的渐进形式,我们同样有
 * $$c_\pm\sqrt{\omega z}J_{\pm j/2}(\omega z)\to e^{6i\alpha_\pm}c_\pm \sqrt{\omega z}J_{\pm j/2}(\omega z) \to e^{6i\alpha_\pm}2\cos(\omega z-\alpha_\pm)$$

如果我们考虑对极限反号,即$$\omega z\to -\infty$$,那么上述等式右边只需把$$\omega z$$反号,此即(21).我们强调,因为(20)中偶函数的缘故,以及对$$z$$的积分路径只差一个负号,在积分路径两端对应的都是贝塞尔函数自变量是实数的情况,即本质上只涉及$$\omega z$$在实轴上趋于正无穷大时的极限.

而(22)就是利用(21),再次把$$\cos$$写成指数形式,按入射和出射波整理后即得.这里我们看到,在一个方向上的边界条件,并不能简单的"解析延拓"到复空间的其他方向上.

最后(23)中等式的第一步利用了(18).下面一段的讨论中清楚的指出,我们在实际问题中把波函数定义为单值的,但是由于极点的存在,单值并不意味着在全平面的解析性.实际上(23)的结果就是被归结为由平面上的极点造成的.具体参见对(24)的讨论.

(24)

这里通过两个方式来计算单值波函数在大圆上绕行后的比值.得到的等式可以用于决定准正模式频率.

等式右边就是(23)的计算结果.这里考虑的波函数的自变量是$$z$$,将(19)和(22)相比,两个波函数的自变量分别对应Fig.2右图A点(两个红点中上面那个)和B点位置的$$z$$的数值,它们都是复数.具体的,由之前的推导,$$z_A\to z_B=z_Ae^{i3\pi}$$,按文中的讨论,在大圆上波函数是解析的,因为势场的影响很小,方程的解基本上是平面波解.我们把解沿着大圆解析延拓回到A点下方(对应Fig.2右图两个红点中下面那个).这时候计算波函数的比值,即(23).其中函数的自变量相同,都为$$z_A$$.函数值不同,由于积分路径圈围了$$z=0$$处的极点,另外一个极点在关于$$z$$的复平面上在无穷远处,故表面上在Fig.2右边的图中并不涉及.如书中所述,函数的比值主要由$$e^{-i\omega z}$$的系数决定,(23)计算的正是这个系数比,这是因为$$\omega$$为纯虚数,系数为正,在虚轴右边绕行,$$z$$的实部为零,故$$e^{-i\omega z}$$在波函数(22)中占绝对主要的贡献.

另一方面,我们还可以用Fig.2左边的图来理解上面的函数绕行后的比值.这是因为,不管采用什么坐标作为波函数的自变量,波函数的比值是不变的.首先,我们注意到,相对于奇点$$r=1$$,的确发生了绕行.同时,参考Fig.1,我们可以理解经过$$r=1$$的割线同时也经过A点,这样解析了为何绕行后函数值发生变化.实际上,这个变化正是在视界$$r=1$$处波函数的边界条件.按之前的讨论,它就是绕行前后函数的比值.如书中所述,与之前讨论的略有不同,这里相对$$r=1$$发生的顺时针而非逆时针的绕行,故产生因子$$e^{2\pi\omega}$$.上述讨论虽然是在$$r=1$$附近给出的,但是因为$$r=1$$正对应$$z\to \infty$$,在上述$$z$$的路径下是很好的近似.除此以外,还有一个重要的细节与Fig.2不同.从Fig.1左图的视角,由关系$$z=r+\ln(r-1)-i\pi$$,当$$r$$绕着$$r=1$$完成一周绕行后回到A点,$$z$$并非无偿的回到原值,而是增加了$$i2\pi$$,即$$z_A\to z_A+i2\pi$$或者$$e^{-i\omega z_A}\to e^{\omega 2\pi}e^{-i\omega z_A}$$,这个多余的$$e^{2\pi\omega}$$因子在(23),按Fig.2右图出发的计算,中并没有被记入,但是在按Fig.2左图的计算中需要被补偿.换言之,(23)计算比值其实是$$e^{-i\omega z}$$系数的比值,按上述计算方法,即使波函数在绕行后完全没有变化,它也会存在并等于$$e^{2\pi\omega}$$.在考虑了波函数绕行后(23)的结果应该等于$$e^{4\pi\omega}$$,这就是(24).最后,回溯和Fig.2左图中大圆上绕行的比较,在上述情况中,在大圆上波函数是解析的,因为问题的中涉及的奇点是$$r=0$$位置,之前一圈半的绕行导致了非平庸的贡献,而结果是通过绕行幅角与贝塞尔函数的性质计算获得的.

(25)

表达式中$$\epsilon(\mathrm{Re}\omega)$$就是符号函数.上述表达式的讨论中指出,如果$$\omega$$的实部反号,不会影响现有结果.

实际上比较(2)以及按陈松柏博士的提示,(25)意味着$$4\pi\omega=im\pi+\ln|1+2\cos\pi j|$$,当$$(1+2\cos\pi j)$$为正数时,$$m$$为奇数,反过来,当$$(1+2\cos\pi j)$$为负数时,$$m$$为偶数.具体的,(27)就是当$$m$$为奇数时的情况,其中等式右边实部的正负号来自于$$\omega$$实部的正负号的进一步自由选取.所以考虑了这一点,(27)的一般形式是$$4\pi\omega=im\pi\pm\ln|1+2\cos\pi j|$$.

特别的,考虑$$\omega$$的实部的模,它等于$$|4\pi \mathrm{Re}\omega|=\ln|1+2\cos\pi j|$$,这就是(26).

这里 想不明白 的反到是和推导的数学过程关系并不紧密,但是和物理初始条件有关的一个问题.就是为什么文中提到,如果$$\mathrm{Re}\omega$$为负,初始条件要设在B点而非A点.我们知道$$\mathrm{Re}\omega$$是小量,是正数还是负数基本不影响满足条件$$\mathrm{Im}\omega x=0$$且$$\omega x \to+\infty$$中的$$x$$方向.因为按之前的讨论,这里的$$x$$基本上就是纯虚数,在虚轴的负半轴,就是A点的位置.而上面的条件大致是说在复平面上找到$$x$$,要求其在足够远处是出射波,即把在实轴上的条件(9)换为复平面上的条件(11).但是,本文给出的方法,延拓到A,对应极限$$\omega x\to +\infty$$,反过来如延拓到B,对应极限$$\omega x\to -\infty$$.从解析延拓的角度看,两个延拓都是可取的.但是,本方法中涉及的延拓的本质原因是需要利用在$$r$$很小的地方获得的解析解的渐进性质.换言之,利用复偶函数的特性来获得当$$r$$转动$$3\pi$$后解的渐进行为.因为解涉及到贝塞尔函数,所以我们只能利用它在自变量$$\omega r \sim \omega x\to +\infty$$时的渐进行为,而在$$\omega x\to -\infty$$时不可用.在此意义上,延拓到$$\mathrm{Im}\omega x=0$$不是因为上述数值上的需要,而是由本文提出的单值法的特殊性的决定的.这样,在$$\mathrm{Re}\omega<0$$时,无穷远处的边界条件(9)仍然应该被延拓到A点了.换言之,文中的整个论述过程似乎与$$\omega$$实部符号无关.但是,如果上述说法正确,(25)的结果在$$\mathrm{Re}\omega<0$$时候形式并不会改变,这样貌似就有矛盾了.

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The asymptotic quasinormal mode spectrum of non-rotating black holes, arXiv:gr-qc/0307020, by N. Andersson and C.J. Howls
在上述工作的基础上,本文讨论了复域WKB方法,从一个更具B格的角度一般化的重复了上述工作的结果.文章把上述工作称为分子,自己称为原子.

这个工作的数学基础是复域WKB方法中关于Stokes线,反Stokes线和Stokes常数等基本概念和相关计算.利用上述工具,文章借鉴的Motl单值法的思想精髓,在避开所有割线,通过沿着复域封闭回路绕行后波函数单值的要求来得到准正模式复频率的关系式.

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Spectral decomposition of the perturbation response of the Schwarzschild geometry, Phys.Rev. D34 (1986) 384, by E.W. Leaver
本文是第一篇采用格林函数与傅里叶变换方法来讨论QNM的文章.在此之后,Nollert等人才提出了等价的拉普拉斯变换的观点.

如果要研究拖尾的性质,因为拖尾主要来自"低频"贡献,换言之,势场在$$r\to +\infty$$时的性质,这时可以将运动方程按$$\frac{1}{r}$$展开后取低阶项,在方程存在解析解的情况下获得格林函数的解析形式.因为如果割线经过原点,那么它的贡献在$$t\to +\infty$$时非常重要,所以拖尾的研究可以直接利用留数定理,通过计算经过原点的割线的贡献来获得.

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Late-time behavior of stellar collapse and explosions: I. Linearized perturbations, arXiv:gr-qc/9307009, by C. Gundlach, R. Price, J. Pullin
本工作采用求根法,通过计算波函数渐进行为获得QNM拖尾性质.

(17)

这个表达式给出了拖尾的理论渐进结果.

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Wave Propagation in Gravitational Systems: Late Time Behavior, arXiv:gr-qc/9507035, by E.S.C. Ching, P.T. Leung, W.M. Suen, K. Young
这是一篇思路非常清晰的讨论QNM的工作.很值得在对著名综述文献,比如Nollert的综述Class. Quantum Grav. 16 (1999) R159–R216,学习的基础上深入研读. 作为肤浅和浮夸的范例,可参见邵才莹的笔记中对文章以及附录中的一些公式的充斥着错误或臆断的推导,学习一点一滴要真诚和扎实,切引以为戒.

(2.1)

这个结果表面上是纯粹格林函数方法的结果,比如参见引文[14]的Morse和Feshbach一书P.893上的一般形式.注意到(1.1)涉及对时间和空间的两阶偏微分方程,即波动方程.方程右边为零,即是无缘的,故书中公式等式右边的第一项来自源的贡献为零.第二项与第三项都是来自于时空减少一维后的积分贡献.第二项对应空间减少一维的贡献,一般称为边界条件;而第三项对应时间减少一维即不涉及时间积分的贡献,一般称为初始条件.

对比电磁波的推迟格林函数解法的思想,因为只考虑空间"源"处偶极震荡发出的电磁波的格林函数,虽然不考虑任何从无穷远处入射的电磁波,仍然考虑的是有限位置处的边界条件对解的影响,这对应等式右边第二项.而对于准正模式的研究中,我们不考虑来自空间边界,即空间无穷远处,的影响,因为后者在物理上对应入射波,所以等式右边第二项的贡献不予考虑.具体的,虽然波函数的空间部分在无穷远处为震荡形式的出射波,但是其振幅及其空间偏导必须趋于零,具体参见(2.5b)的讨论.故在此意义上等式右边第二项的贡献的确可以为零.而公式等式右边第三项,考虑了格林函数和解本身在初始时刻的数值以及初始时刻对时间的偏导对全空间的积分,这正是(2.1)的结果.

而另一方面,不难看到这与Nollert综述的(55-59)的结果形式上一致.而后者明确的使用了拉普拉斯变换,注意到这时(55)涉及对空间的两阶导数,即亥姆霍兹方程.对应书中P.891的一般形式.等式右边不为零,这是有源的格林函数问题.而其解(59)仅仅考虑源的贡献,换言之,书中公式等式右边第二项贡献为零.与上述讨论类似,这对应于我们不考虑来自空间边界,即空间无穷远,的入射波对物理问题的影响.物理上对应了在无穷远处波函数及其偏导趋于零.

比较傅里叶变换与拉普拉斯变换分别对应的格林函数,我们看到,这两种处理方法的切入点很不相同,但是结果是形式上是一致的.实际上,只要把$$s$$看做复频率,两者是完全等价的.特别的,我们注意到(2.3)的积分从零开始,这也与拉普拉斯变换的定义一致.这是由于准正模式频率虚部的负号,导致波函数对时间的依赖在时间趋于负无穷大时发散.数学采用对时间的拉普拉斯变换或者时间小于零时原函数为零的傅里叶变换都是为了回避这个问题.而正如Nollert的综述的笔记中指出的,这也导致了这个方法得到的解无法正确的描写扰动的初始阶段.

(2.5b)

注意到由傅里叶变换(2.3),波函数(2.5b)需要乘以因子$$e^{-i\omega t}$$然后对$$\omega$$在实轴上积分.按上述讨论,时间因子在$$t\to +\infty$$时是收敛的. 实际上,这正是因为在$$t>0$$时,按约当引理的思路,积分在复平面下方的大圆上绕行的必然结果. 由于极点在实轴下方的复平面上,$$\omega$$的虚部系数为负,按留数定理,最终指数上的因子由留数决定,自洽的保证了在$$t\to +\infty$$情况下时间因子并不发散. 我们随便提及,指数上和频率及空间坐标有关的因子$$e^{\pm i\omega x}$$并不影响约当引理的使用,从而对绕行方向没有影响,这是因为观察点$$x$$为固定坐标位置,且晚期拖尾意味着$$t\gg |x|$$. 而且实际上$$t> |x|$$也是由格林函数的因果律要求的,换言之,来自"源"的信号必须能够传播到观测者,任何关于"点源影响"的讨论才有意义. 上述结论也从物理的角度说明了为何波函数在空间边界上的发散对于在频率空间应用留数定理没有影响. 而另一方面,空间波函数发散无法定义内积也是物理上的要求,因为如果波函数内积收敛,那么对应运动方程对应的算符就是自共轭的,而一个熟知的结论是,共轭算符的本征值是实数,所以就根本不会存在准正频率了.

Fig.2

如上面讨论,这个图和Nollert文中在拉普拉斯变换$$s$$域的积分路径,绕行大圆,以及位于实轴左侧的极点是完全等价的.具体对应关系为$$s=-i\omega$$,这可以比较本文的边界条件(2.5b)及(2.6)与Nollert一文的边界条件(53).

文中这里指出,拖尾并非来自格林函数形式解中朗斯基行列式在复平面的零点决定,而是来自$$g$$的极点,如果这个极点的$$\omega$$虚部足够大,那么由于其随着时间的衰减就不会对拖尾有贡献.因此,可以理解最终对拖尾有贡献是某种在虚轴上一直延伸到原点的割线.另外,文中指出,$$f$$即便有极点,其虚部也不为零,因此对拖尾没有影响.

一个重要的问题是$$g(\omega, x)$$的割线为何位于虚轴的负半轴上?

在给出分析之前,我们先考虑一个具体的例子,这就是对于平方反比势(5.1),按贝塞尔函数渐进行为满足边界条件的$$g(\omega, x)$$函数是第一类汉克函数(5.2),含有在实轴下方的割线,割线具体位置的确定参见(5.2)与(5.4a)的推导和讨论.而对应的$$f$$函数满足的边界条件,文中给出的(2.5a)其实是不充分的.因为正阶贝塞尔函数$$J_\rho^{(1)}$$就满足这个条件,但却是有割线的.更为仔细分析可参见[http://images.shoutwiki.com/gamebm/e/e9/Newton_JMP_1_319_1960.pdf R.G. Newton, J. Math. Phys.1, 319 (1960)]一文方程(2.10)在零点处的边界条件(3.2),它在零点趋于零与本文的边界条件(2.5a)一致,同时这个函数的渐进行为$$u_\nu(\omega x)$$是全空间解析的,没有割线.进一步,这在(3.5)下面的讨论中提及了其严格证明. 我们顺带指出,实际上文中给出的$$g(\omega, x)$$在实轴下半平面无穷远处是发散的,因为它同时含有第二类汉克函数在虚轴正半轴上取值,故当频率在虚轴负半轴上趋于无穷远时,$$\omega\to -i\infty$$,(5.4ab)皆含有一项正比于$$H_\rho^{(2)}(i\sigma x)$$其中$$\sigma\to +\infty$$,而按虚综量的第二类汉克函数的渐进行为,这项指数发散.但是,对格林函数的约当引理仍然是适用的,因为第二类汉克函数对应的发散因子同时在格林函数的分子与分母中出现,特别是,由于在分母中涉及到对乌龟坐标的导数,这项额外伴随一个$$\sigma$$因子,从而在分母中占主导.分子与分母的比值中发散的第二类汉克函数因子被抵消,剩余的分母中的因子导致在虚轴负半轴上,从而在整个复空间的大圆上,频率域格林函数的渐进行为$$G(\omega,x,x')\sim \frac{1}{|\omega|}$$,一致的趋于零.

割线的具体位置,部分是在求解的过程中人为定义的,但是它相对实轴的位置是确定的. 原因 如下. 我们对$$g(\omega, x)$$函数有两个要求,第一是当频率为(可正可负)实数,在空间正无穷远处必须满足右行出射波的渐进行为$$g(\omega, x)\to e^{i\omega x}$$. 第二是它是实系数齐次方程的解,物理上要求它的傅里叶逆变换,在时间域的原函数,是一个实函数,这要求当$$\omega$$为实数时,$$g(-\omega, x)=g(\omega, x)^*$$. 所以,我们需要构造的$$g(\omega, x)$$是对应的齐次方程的两个线性独立的解中的某种线性组合,它满足上述两个要求. 通过对问题不失一般性的简化,我们可以证明,如果割线存在,那么,其具体位置虽有一定的随意性,但它必然位于实轴的上方或者下方. 首先,对于频率空间的解析函数$$g(\omega, x)$$,为了满足第二个条件,即傅里叶逆变换为实函数的要求$$g(-\omega, x)=g(\omega, x)^*$$,可以通过下述方式在构造. 在虚轴的正半轴或者负半轴上把$$g(\omega, x)$$定义为实函数,然后同时以顺时针和逆时针转动幅角把函数解析延拓到实轴的正负半轴上. 这样在实轴上的函数自然的满足第二个条件,即$$g(-\omega, x)=g(\omega, x)^*$$. 在一般情况下,可以证明$$g(\omega, x)$$在$$2\pi$$幅角范围内必然存在割线. 因此,如果上述解析延拓若必然以实轴的正半轴为出发点,且在其解析延拓区域没有割线,这就意味着$$g(\omega, x)$$在实轴下方必然存在割线. 在实际应用中,解析延拓的出发点可以是由$$g(\omega, x)$$第一个条件,即外行波的边界条件决定的.

在上述讨论中,我们默认从虚轴正半轴出发的延拓区域内没有割线. 原则上,我们并不能排除割线以对称的方式成对出现,通过适当的调节跳跃的幅角,使得实轴下方的割线正好消失. 但是,这样的操作一般会导致违反其他物理条件,比如上述第一个外行波的边界条件. 我们接着讨论另外一个被排除的可能性. 不难注意到,任何满足第二个条件的$$g(\omega, x)$$的复共轭也必然满足第二个要求,如果前者在虚轴正半轴存在割线,则复共轭使得割线位置对实轴镜像,转移到了虚轴负半轴上. 但是,这样的操作使得$$g(\omega, x)$$对应的渐进行为从空间正无穷远处的右行出射波变换为左行波,物理上不再成立.因此是没有意义的.

我们附带指出与上述命令论证相关的一些错误论断,其中不少是自己曾掉落的坑. 第一,认为$$g(\omega, x)$$函数可以通过复平面徊路积分来得到傅里叶逆变换对应的原函数.傅里叶变换存在的条件是函数的平方可积,这和在复平面上可以完成徊路积分并非等价.存在非平庸的傅里叶逆变换原函数且在复平面上延拓后没有任何奇性的函数.因为这样的函数存在傅里叶变换却不满足约当引理的条件,具体的,其解析延拓在复平面无穷远处并不一致的趋于零.实际上$$g(\omega, x)$$存在傅里叶变换,在虚轴的负半轴上存在割线,但是因为函数在虚轴的负半轴上割线的左右侧皆发散,无法适用约当引理.同时,格林函数在实轴下方的复平面上一致的趋于零,在虚轴的负半轴上存在割线,可以适用约当引理. 第二,认为割线的位置完全是人为选择的结果.如果割线的位置是可以放置在虚轴正半轴上的,那么计算格林函数的原函数时割线就没有贡献,从而没有拖尾.但是扰动演化数值计算能明确的得到拖尾的结果,这说明割线的位置与物理客观紧密相连.

我们顺便指出,$$g(\omega, x)$$函数的割线与场论中格林函数对应多粒子态的割线无关,后者在频率的实轴正半轴上.

(4.1)

不通过格林函数,我们可以直接证明迭代形式的解(4.1)满足方程
 * $$\tilde D(\omega)g(\omega, x)=\left[-\omega^2-\frac{\partial^2}{\partial x^2}+V(x)\right]g(\omega, x)=0$$.

首先将方程右边代入对应的齐次方程,注意对$$x$$求第一次的导数的结果是两项之和,第一项对分子中的$$x$$求导,第一项对积分下限$$x$$求导,但因为$$\sin(x-x)=0$$,后者为零. 把结果再次对$$x$$求导,同样是两项之和,且都不为零,的确严格满足上述方程. 稍微困难的是如何证明(4.1)等式右边的第二项的确满足正确的边界条件.

从另一个角度,我们可以通过(2.8)所给出的格林函数方法来求解上述方程. 我们同样可以证明(4.1)正是方程的解. 把求解方程形式上改写为非齐次的形式
 * $$\left[\omega^2+\frac{\partial^2}{\partial x^2}\right]g(\omega, x)=V(x)g(\omega, x)$$.

不难得到对应的齐次方程
 * $$\left[\omega^2+\frac{\partial^2}{\partial x^2}\right]g(\omega, x)=0$$

两个满足边界条件的解(因为方程就是波动方程)正是$$f(\omega,x)=e^{-i\omega x}$$和$$g(\omega,y)=e^{i\omega y}$$. 结果,我们通过(2.8)构造格林函数,然后通过在"源"上的积分来得到最初方程的解. 我们发现格林函数分母中的朗斯基为$$2i\omega$$,分子为$$f(\omega,x_-)g(\omega,x_+)$$,表明上与(4.1)的形式并不完全一致. 实际上,我们不妨具体求出格林函数在"源"上的积分,并利用$$(f, g)$$的具体形式并以自变量大小对不同积分区间求和,不难得到
 * $$\frac{1}{2i\omega}\int_{-\infty}^{\infty} dx'f(\omega,x_-)g(\omega,x_+)V(x')g(\omega,x')$$
 * $$=\frac{1}{2i\omega}\int_{-\infty}^{x} dx'f(\omega,x')g(\omega,x)V(x')g(\omega,x')+\frac{1}{2i\omega}\int_{x}^{\infty} dx'f(\omega,x)g(\omega,x')V(x')g(\omega,x')$$
 * $$=\frac{1}{2i\omega}\int_{-\infty}^{x} dx'e^{-i\omega x'}e^{i\omega x}V(x')g(\omega,x')+\frac{1}{2i\omega}\int_{x}^{\infty} dx'e^{-i\omega x}e^{i\omega x'}V(x')g(\omega,x')$$
 * $$=\int_{-\infty}^{x} dx'e^{i\omega (x-x')}V(x')g(\omega,x')+\int_{x}^{\infty} dx'e^{-i\omega (x-x)'}V(x')g(\omega,x')$$
 * $$=\frac{1}{2i\omega}\int_{-\infty}^{x} dx'e^{i\omega (x-x')}V(x')g(\omega,x')+\frac{1}{2i\omega}\int_{x}^{\infty} dx'e^{-i\omega (x-x')}V(x')g(\omega,x')$$
 * $$=\frac{1}{2i\omega}\left[\int_{-\infty}^{\infty} dx'e^{i\omega (x-x')}V(x')g(\omega,x')-\int_{x}^{\infty} dx' e^{i\omega (x-x')}V(x')g(\omega,x')\right]+\frac{1}{2i\omega}\int_{x}^{\infty} dx'e^{-i\omega (x-x')}V(x')g(\omega,x')$$
 * $$=\frac{1}{2i\omega}\int_{-\infty}^{\infty} dx'e^{i\omega (x-x')}V(x')g(\omega,x')+\frac{1}{2i\omega}\left[\int_{x}^{\infty} dx'(-1)e^{i\omega (x-x')}V(x')g(\omega,x')+\int_{x}^{\infty} dx'e^{-i\omega (x-x')}V(x')g(\omega,x')\right]$$
 * $$=\frac{1}{2i\omega}\int_{-\infty}^{\infty} dx'e^{i\omega (x-x')}V(x')g(\omega,x')+\frac{1}{2i\omega}\int_{x}^{\infty} dx' (-1)2i\sin\omega (x-x') V(x')g(\omega,x')$$
 * $$=A e^{i\omega x}-\int_{x}^{\infty} dx' \frac{\sin\omega (x-x')}{\omega} V(x')g(\omega,x')$$

其中$$A \equiv \frac{1}{2i\omega}\int_{-\infty}^{\infty}dx'e^{-i\omega x'}V(x')g(\omega,x')$$,这正是(4.1). 注意到本文(6.4-5)的证明与上述推导逻辑完全一致,特别注意到(6.5)等式右边方括号内的负号.

值得指出,参考苏汝铿量子力学课本中的伯恩近似,文中的结果(8.4.36)是在一些近似后得到的,与上述表达式并不是严格意义上一致.

(4.2)

注意到按本文的讨论,拖尾不是由格林函数的朗斯基行列式在复平面上的零点决定,而是由$$g$$的极点决定,而后者就来自(4.2).注意到这里的积分是从观察点积分到无穷大,所以敏感的依赖于势场在无穷远处的行为.实际上,这就是很多文献中指出的,$$t\to +\infty$$时的拖尾决定于势场在无穷远处的 渐进行为 ,而与之相对应的性质是准正频率决定于在势场极点处的性质.

(4.4)

把(4.3)中的$$\sin$$写成两项指数之差的形式,注意到其中一项将得到(4.4)的形式.保留这一项因为它具有分母上对$$\omega$$的极点,而另一项并不含有类似的极点.

(4.6)

由边界条件(2.5b),约定(2.7),和波恩近似(4.1-2),比较(4.4)与(4.6),我们注意到因为指数上差了一个负号,后者对应的是在(4.2)第一项右行波基础上的第二项左行波的微小修正.这个左行波被 自然的解释 为出射波在无穷远处的反射.具体推导参见附录(B.3)的笔记.

另外,在(4.14)上方的讨论中,作者指出,由于讨论的结果不依赖与$$x$$的具体数值,故在$$x$$很大,从而(4.2)等式右边第二项很小情况下成立的伯恩近似得到的结果其实是精确的.

(4.8)

注意到(4.6)等式右边的对数因子$$\ln (-2i\omega x)$$就是著名的割线.而计算在割线两端的差别非常容易,其实就是将上述指数因子替换为$$i2\pi$$即可,并且在(4.6)等式右边第一项中代入$$\omega=-i\sigma$$,忽略第二项,即得(4.8).

注意到最后的结果还需要计算由齐次方程解$$g$$构造得到的格林函数,并且如(4.16)等式右边那样对割线积分,对于文中讨论的第一个具体计算的势场,最终结果是(4.17-18).

(4.10)

计算(4.9)等式右边第一项在割线两侧的差别,具体的
 * $$\Delta I=\Delta\left[\frac{-e^{-i\omega x}}{\alpha-1}(-2i\omega x_0)^{\alpha-2}\Gamma(\alpha-2)\right]

=-\frac{e^{-\sigma x}}{\alpha-1}(2x_0)^{\alpha-2}\Gamma(\alpha-2)\Delta\left[(-\sigma )^{\alpha-2}\right] =-\frac{e^{-\sigma x}}{\alpha-1}(2x_0)^{\alpha-2}\Gamma(\alpha-2)(\sigma)^{\alpha-2}2\sin(\pi\alpha) =e^{-\sigma x}(2x_0)^{\alpha-2}\frac{\pi}{\sin(\pi\alpha)}\frac{1}{\Gamma(\alpha)}(\sigma)^{\alpha-2}2\sin(\pi\alpha) =e^{-\sigma x}\frac{2\pi}{\Gamma(\alpha)}(2\sigma x_0)^{\alpha-2}$$ 相差的系数$$i$$其实来自相位范围定义的随意性,显然不会影响最后结果.

上述计算中,割线部分的变化是
 * $$\Delta\left[(-\sigma )^{\alpha-2}\right]=(-\sigma_+)^{\alpha-2}-(-\sigma_-)^{\alpha-2}

=(\sigma)^{\alpha-2}\left[\left(e^{i\pi}\right)^{\alpha}-\left(e^{-i\pi}\right)^{\alpha}\right]=2(\sigma)^{\alpha-2}\sin(\pi\alpha)$$ 另外注意到$$\Gamma$$函数的欧乐反演公式
 * $$\frac{1}{\alpha-1}\Gamma(2-\alpha)=\frac{1}{\alpha-1}\frac{\pi}{\sin(\pi(\alpha-1))}\frac{1}{\Gamma(\alpha-1)}=\frac{\pi}{\sin(\pi(\alpha-1))}\frac{1}{\Gamma(\alpha)}

=-\frac{\pi}{\sin(\pi\alpha)}\frac{1}{\Gamma(\alpha)}$$ 如文中指出的,之前整数情况下得到的(4.8)其实可以看成是(4.10)的特例,虽然前者的割线来自于更高阶的对数函数.

(4.12)

这就是直接用(4.12)验算分母通分后的代数结果,且不失一般性的假设朗斯基以外$$f$$的自变量是$$y$$.具体的
 * $$\Delta \tilde G=\frac{W(g_-,f)f(y)g_+(x)-W(g_+,f)f(y)g_-(x)}{W(g_+,f)W(g_-,f)}=\frac{W(g_-,g_+)f(y)f(x)}{W(g_+,f)W(g_-,f)}$$

注意到上述结论基于$$f$$不含割线的前提. 考虑分段势场,势场在某$$x>x_c$$区域为平方反比形式,在这个区域外势场截断为零. 参考arXiv:2002.07251一文(11)的讨论,我们可以完全解析的确定在全部区域满足边条件的齐次方程解$$f,g$$. 若$$(x,y)$$同处于平方反比势的区域,$$g$$为文中确定的含有割线的在正空间无穷远处的外行波,而$$f$$是势场两个通解的线性组合,所以也含有割线. 虽然表明上,这导致文中(4.12)推导不再成立. 实际上,这种线性组合$$f\to \tilde f=f+\kappa g$$并不带来割线,这是因为$$g$$中的割线正好被因子$$\kappa$$中的奇性抵消. 下面我们给出证明. 我们注意到,因子$$\kappa$$由在边界$$x=x_c$$上朗斯基为零决定(波函数及其一阶导数连续),这样有
 * $$\frac{f'+\kappa g'}{f+\kappa g}=\frac{h'}{h}$$

其中导数对空间坐标进行,$$h=h(\omega, x)$$为边界另一侧的满足外行波边界条件的波函数,它并不带有割线.方便起见我们令
 * $$\chi=\chi(\omega, x_c)\equiv \frac{h'}{h}$$

这样求出
 * $$\kappa=\kappa(\omega, x_c)=-\frac{f'-\chi f}{g'-\chi g}$$

其中注意到等式右边波函数坐标自变量取定边界坐标值$$x=x_c$$,代回$$\tilde f$$表达式得到
 * $$\tilde f=f-\frac{f'-\chi f}{g'-\chi g}g=f-\frac{f'-\chi f}{\frac{g'}{g}-\chi}$$

值得指出,因为$$\tilde f, f, g$$都是齐次方程的解,所以原则上乘以任何频率的函数,包括存在割线的情况,都仍然是齐次方程的解. 但是实际问题中真正有意义的是格林函数,而上述任意形式的因子在格林函数的分子分母中被抵消. 这样,我们只需证明分式$$\frac{g'}{g}$$在一般情况下不再含有割线. 在一般情况下,我们把带割线的$$g$$写成$$g=g(\omega x)=\omega^\alpha g_0(\omega, x)$$,其中$$g_0(\omega, x)=g_0(\omega x)$$并不含有割线.这样
 * $$g'=\omega^{\alpha+1}{g_0}'$$
 * $$\frac{g'}{g}=\frac{\omega{g_0}'(\omega x_c)}{g_0(\omega x)}$$

不再含有割线. 对$$\log\omega$$形式的割线,显然上述证明并不成立. 这时,我们假定$$g=g(\omega x)=\log\omega g_0(\omega x)$$,其中$$g_0(\omega x)$$为多项式并不含有割线且满足$$\lim\limits_{\omega \to 0}\log\omega g_0(\omega, x)=0$$.
 * $$g'=\omega\log\omega{g_0}'$$
 * $$\frac{g'}{g}=\frac{\omega\log\omega{g_0}'(\omega x_c)}{g_0(\omega x)}$$

最后注意到在极限$$\omega\to 0$$下,分母在边界上$$\chi\ne 0$$,$$\tilde f$$的主导项无割线. 如果考虑到一阶项的贡献,我们有
 * $$fg\to\tilde f g=\left(f+\frac{f'-\chi f}{\chi}\right)g+A\omega\log\omega g=\frac{1}{\chi}f'(\omega x_c)g(\omega,x)+A(\omega\log\omega) g(\omega, x)$$

其中
 * $$A=\frac{(f'-\chi f){g_0}'}{\chi^2 g_0}$$

这样一阶项的确会在等式右边第一项$$g$$主导的割线的基础上引入额外的割线贡献. 但容易验证(比如假定$$g\sim (\omega x)^\alpha$$),正如其他($$g$$函数的)高阶(拖尾)贡献,这里额外割线的贡献对应了衰减更快的拖尾.

我们强调,基于下面两个理由,上述推导的可用性其实是很有限的. 第一,推导建立在线性组合$$\tilde f=f+\kappa g$$中$$(f,g)$$都是齐次方程的通解,且$$f$$不含割线的前提下. 按笔记(5.2)的讨论,$$f$$没有割线的前提在实际应用中未必成立. 第二,推导中若假设$$g$$的割线形式是$$g=(\omega x)^\alpha g_0$$,则比值$$\frac{g'}{g}$$不含割线. 而实际应用中,比如反平方势的情况下,通解汉克函数的割线形式是$$g\sim(\omega x)^\alpha g_++(\omega x)^{-\alpha}g_- $$,无法统一的提出割线因子,故$$\frac{g'}{g}$$含有割线.

(4.13)

主方程的两个线性独立解的朗斯基为常数是一个很有用的结论.

证明参考这个笔记的命题2. 具体的,对于两阶常微分方程$$y''+ay'+by=0$$,其中系数$$(a,b)$$可以是自变量的函数,那么方程的两个解的朗斯基$$W$$满足方程$$W'+aW=0$$. 因为对黑洞扰动主方程一次项系数为零$$a=0$$,故朗斯基为常数.

具体的,利用(4.2)与(4.9).首先,在$$x\to\infty$$时,(4.9)方括号中第二项比第一项小的多,可以被忽略. 另外,由于指数上符号的不同,(4.2)等式右边第一项同样比(4.9)大得多. 最后,(4.2)等式右边第一项并不存在割线(所以在割线两边无区别,对朗斯基行列式无贡献),而(4.9)保留的项会带来割线贡献. 所以,由上述分析,朗斯基的零阶项为零,一阶项的贡献来自两部分之和,且(4.9)指数因子的导数带来的负号正好与朗斯基定义中的负号抵消,故它们的贡献同号且大小恰好相等
 * $$W\left\{g_-, g_+\right\}\sim W\left\{e^{i\omega x}, \Delta I\right\}=e^{i\omega x} \Delta (I')-\left(e^{i\omega x}\right)'\Delta I = -2\times i\omega e^{i\omega x}\Delta I$$

其中$$\omega = -i\sigma$$,$$\Delta I$$由(4.10)决定,代入后即得(4.13).

(4.14)

这个结果利用了边界条件(2.5a)以及(2.7)下的说明[15],即$$f'(0)=1$$.

(4.17)

利用(4.15)的具体形式,在$$\sigma\to 0$$的极限下,相关积分为
 * $$\int_0^\infty \sigma^{\alpha-1} e^{-\sigma t} d\sigma=(-1)^{\alpha-1}\frac{\partial^{\alpha-1}}{\partial t^{\alpha-1}}\int_0^\infty e^{-\sigma t} d\sigma=(-1)^{\alpha-1}\frac{\partial^{\alpha-1}}{\partial t^{\alpha-1}}\left(\frac1t\right)=(\alpha-1)!t^{-\alpha}$$.

其中利用了$$\alpha$$为整数的特殊情况下通过对参数求导来化简积分的技巧.

在文中,这个结果被应用于一般情况. 要证明这点,可以通过换元把积分写成不依赖于时间的形式,而所提出的依赖于时间的因子决定了拖尾的时间依赖性. 具体的
 * $$\int_0^\infty \sigma^{\alpha-1} e^{-\sigma t} dt=t^{-\alpha}\int_0^\infty u^{\alpha-1} e^{-u} du$$

这个过程反而更为简洁.

(5.1)

我们简单重复有效势(5.1)对应的主方程(1.1)在频率空间的形式$$\left[-\omega^2-\frac{\partial^2}{\partial x^2}+V(x)\right]\phi(x)=0$$之通解.

参考(5.2),将解的待定形式$$\phi(x)=(\omega x)^{\frac12}y(x)$$(其中$$\rho=\nu+\frac12$$)代入主方程得到
 * $$x^2y''+xy'+(\omega^2x^2-\rho^2)y=0$$

比较贝塞尔方程的具体形式,即知$$y$$的通解是以$$\omega x$$为自变量的贝塞尔函数. 贝塞尔函数的独立解可以取为第一类或者第二类贝塞尔函数$$J_\rho(\omega x), K_\rho(\omega x)$$,也可以取为第一类或者第二类汉克函数$$H^{(1)}_\rho(\omega x), H^{(2)}_\rho(\omega x)$$. 按下面的讨论,本文(5.2)选取第一类汉克函数以及它的系数$$e^{i\left(\rho+\frac12\right)\frac{\pi}{2}}\sqrt{\frac{\pi}{2}}$$是由问题在空间无穷远处的边界条件决定的.

(5.2)

利用汉克函数的渐进行为
 * $$H_\rho^{(1)}(z) \sim \sqrt{\frac{2}{\pi z}}e^{i\left(z-\frac{\rho\pi}{2}-\frac{\pi}{4}\right)}$$,其中$$ -\pi < \arg z < 2\pi$$

考虑$$z=\omega x$$,$$g(\omega, x)\to e^{i\omega x}$$,我们有
 * $$g(\omega, x)= \sqrt{\frac{\pi \omega x}{2}}e^{i\left(\frac{\rho\pi}{2}+\frac{\pi}{4}\right)}H_\rho^{(1)}(\omega x)

= \sqrt{\frac{\pi \omega x}{2}}e^{i\left(\rho+\frac12\right)\frac{\pi}{2}}H_\rho^{(1)}(\omega x)$$ 这正是(5.2).

我们不妨验证一个简单但重要的结论,即(5.2)定义的$$g(\omega, x)$$在虚轴的正半轴上为实函数.换言之,取虚综量$$\omega=+i\sigma, \ \sigma>0$$的汉克函数和定义中给出的系数确保了其展开形式的每一项都是实数. 具体的,我们可以利用虚综量汉克函数与修改的贝塞尔函数之间的关系
 * $$K_{\rho} = \frac{\pi}{2} i^{\rho+1} H_\rho^{(1)}(ix) \ \ \ -\pi < \arg x \leq \frac{\pi}{2} $$

以及定义和展开关系
 * $$\begin{align}

K_\rho(x) &= \frac{\pi}{2} \frac{I_{-\rho}(x) - I_\rho(x)}{\sin \rho \pi},\\ I_\rho(x) &= i^{-\rho} J_\rho(ix) = \sum_{m=0}^\infty \frac{1}{m!\, \Gamma(m+\rho+1)}\left(\frac{x}{2}\right)^{2m+\rho}, \end{align}$$ 结合$$g(\omega, x)$$定义中的系数,我们写出所有的复数系数如下
 * $$i^{-\rho-1}e^{i\left(\rho+\frac12\right)\frac{\pi}{2}}i^{\frac12}= e^{-\frac{i\pi}{2}(\rho+1)}e^{i\left(\rho+\frac12\right)\frac{\pi}{2}}e^{\frac{i\pi}{4}}=1$$

证毕.

上述结果的背后有一个重要的物理意义.因为$$g(\omega, x)$$在虚轴正半轴上为实数,那么分别按顺时针和逆时针转动角度$$\pi/2$$解析延拓得到的处于实轴正负轴上的函数互为复共轭,即当$$\omega$$为实数时,我们有$$g(-\omega, x)=g(\omega, x)^*$$.这可以通过具体考察相关因子$$(-i\omega)^{\frac12}, (-i\omega)^{\rho}$$在镜像转动下的性质验证. 上述性质确保了$$g(\omega, x)$$在坐标空间的傅里叶原函数为实函数. 我们这里使用了本文讨论的前提,即乌龟坐标始终满足$$x>0$$.

我们进一步强调满足这个条件以及物理边界$$g(\omega, x)\to e^{i\omega x}$$的结果是唯一的. 这是因为$$g(\omega, x)$$所满足的齐次方程只存在两个线性独立的解,它们分别是第一类和第二类汉克函数. 我们对齐次方程的解有两个要求:满足边界条件以及唯一性. 第一个要求是无穷远处出射波的物理边界条件.只有第一类汉克函数满足出射波的边界条件,第二类汉克函数满足入射波的边界条件物理上并不适用. 这里,我们顺便指出这里时域波函数作为傅里叶变换的原函数若为实函数,则频率空间波函数满足$$g(\omega, x)^*=g(-\omega, x)$$,文中在选择$$g(\omega, x)$$的系数形式时,的确使得这个条件得到满足. 第二个要求,我们注意到(在傅里叶变换的上下文,即实频率情况下)第二类汉克函数就是第一类汉克函数的复共轭. 由于两类汉克函数是线性独立的,齐次方程的任何解都必然能表达为两类汉克函数的线性组合,频率在实轴正负无穷的边界条件充分的决定了上述线性组合系数,从而排除了第二类汉克函数在上述线性组合中占据任何成分. 按接下来关于渐进行为收敛条件的讨论以及之后(5.4a)的笔记,我们知道以第一类汉克函数构造的$$g(\omega, x)$$满足上述两个条件的解只可能在虚轴的负半轴上存在割线. 这从数学上严格的解释了在这个具体例子中,为何拖尾的割线在虚轴的负半轴上.

下面,我们进一步从汉克函数在无穷远处的渐进行为及其收敛条件入手,论证割线只可能存在于实轴下方,并讨论分析的自洽性. 首先,显然,渐进行为$$g(\omega, x)\to e^{i\omega x}$$是不存在任何割线的,且对实数$$\omega$$满足$$g(-\omega, x)=g(\omega, x)^*$$,即对应的傅里叶逆变换的原函数是实函数. 但是,从(4.5a)的具体计算,我们确认汉克函数的确存在割线. 下面我们论证两点.第一,割线必然在实轴下方.第二,割线的存在与汉克函数的平面波渐进行为没有矛盾. 我们指出,从具体推导(原文链接)出发,不难发现,第一类汉克函数在渐进行为
 * $$H_\rho^{(1)}(z) \sim \sqrt{\frac{2}{\pi z}}e^{i\left(z-\frac{\rho\pi}{2}-\frac{\pi}{4}\right)}$$,其中$$ -\pi < \arg z < 2\pi$$

将上述讨论应用到我们实际的计算中,我们从幅角$$\pi/2$$出发,分别以顺时针和逆时针旋转$$\pi$$角度,对应了解析延拓的幅角范围$$-\pi/2 \le \arg z \le 3\pi/2$$,的确落在渐进结果允许的范围内. 我们指出,从物理的角度,需要的仅仅是在频率实轴上的展开形式,而非在复平面上所有可能幅角取值的限制,所以后者表面上具有任意性. 但是,值得强调我们必须要求频率在实轴上连续的由正数通过零点变为负数的过程中,上述展开形式必须(连续的)保持不变. 不难确认,上述幅角从频率实轴正半轴上幅角从零以逆时针方向连续的变化到频率实轴负半轴上幅角为$$\pi$$的过程,的确"连续的"满足了汉克函数的渐进表达式. 所以,我们进一步说明下面另一个似乎可行的割线选择方案其实并不能被满足. 具体的,我们可以试图尝试从虚轴的负半轴出发,在该位置第一类汉克函数(乘以适当常系数后)亦为实函数,分别顺时针和逆时针旋转$$\pi/2$$角度,使得在实轴正负半轴的函数同样满足正确的渐进行为. 这样割线就会位于频率实轴的上方或者特别的,比如放置在虚轴的正半轴上. 问题是上述尝试与第一类汉克函数的渐进行为所允许的(连续)幅角区间矛盾. 这是因为,幅角在$$\phi=-\pi, 2\pi$$位置并不再使得展开结果有意义.这是因为在上述幅角下,渐进展开忽略的项不再是高阶项,展开表达式不再成立. 因此,不论是以$$-\pi/2$$还是以$$3\pi/2$$出发,上述旋转以后都有一端的幅角不再满足渐进展开外行波的条件,故这样的可能被排除掉了. 因此,割线不可能被放置在频率实轴的上方. 事实上,渐进展开成立的条件对应的幅角范围是大于$$2\pi$$幅角的,而汉克函数在两周$$2\times 2\pi$$内必然存在两根割线. 通过最极端的选择割线位置的方案,的确可能在大于$$2\pi$$的区域内解析,没有割线. 上面的讨论其实还假定了$$x>0$$,更一般的分析又参见下面的分析.

一个同样 深刻 的问题是,为什么$$f(\omega, x)$$没有割线. 我们并不清楚这个问题最为严格的证明. 在本文中,Fig.2后讨论(a)作者通过对具体问题给出分析. 对于"半线"问题,作者指出从边界$$x=0$$出发,由边界条件$$f(0)=f'(0)=0$$(用微分方程的形式)开始积分,在有限长度不会出现奇性. 对于"全线"问题,即乌龟坐标涉及全部坐标轴,物理上实际的度规得到的结果是有效势衰减比指数要快,那么按文中在(4.4)附近,通过伯恩近似说明了在这种情况下奇性会消失,波函数$$f(\omega, x)$$为解析函数,无割线. 在某些情况下,有效势正是指数形式,那么同理会出现奇点(文中的例子是给出在虚轴上实部为零的奇点),这对应了指数衰减(没有震荡的准正模式),而这样的衰减在晚期会自然的让位与幂次衰减. 在之后平方反比势的具体计算中,文中再次涉及到这个问题. 在(5.2)文中给出在正无穷远处满足物理边界的$$g(\omega, x)$$的形式,而另一方面,在(5.7)之后,文中提到$$f(\omega, x)$$在频率空间为解析函数. 重要的是,上述对"全线"问题的结论其实可以通过一个一般形式的论述得到. 对于(2.4)的齐次方程,其系数为实数,具体的,我们考虑势场为自变量为实数的实函数,$$\omega$$定义在实轴上,那么如果$$g(\omega, x)$$(自变量定义在实轴上,但并不一定是实函数)是它的解,那么它的复共轭$$f(\omega, x)=\left(g(\omega, x)\right)^*$$也是方程的解. 如果$$g(\omega, x)$$满足边界条件$$g(\omega, x)\to e^{i\omega x}$$,那么$$f(\omega, x)$$作为复共轭,自然满足边界条件$$f(\omega, x)\to e^{-i\omega x}$$. 进一步,如果$$g(\omega, x)$$存在割线,且可以被定义在负虚轴上,那么把上述函数的所有展开系数取复共轭并定义为$$f(\omega, x)$$,那么后者也存在割线且可以被定义在正虚轴上.

在实际计算中,我们有时必须对黑洞有效势做出某些近似,而这样的近似在某些情况下可能使得我们失去对$$f(\omega, x)$$函数奇性的明确判断. 但是,按上述讨论,我们可以以$$f(\omega, x)$$没有奇性为出发点来讨论问题,因为额外的奇性只会带来物理上错误的结果. 一个典型的例子是arXiv:gr-qc/0112075v2一文(28-31)的构造,又参见该文的笔记.

注意到,如果把上述分析应用要能得到严格解的情况,比如笔记中所讨论的分段势的情况,那么$$(f,g)$$分别处于不同的区域. 如果要计算朗斯基行列式,必须选择在间断点$$x=x_c$$进行验算,因此这个分析方法形式上具有某种特殊性. 我们不妨考察(5.1)对应的主方程的通解(或者说,仅关注比如(5.7)所讨论的分段势某一侧严格的通解形式),并考虑"全线"问题,我们有 $$f(\omega, x)=e^{-i\left(\rho+\frac12\right)\frac{\pi}{2}}\sqrt{\frac{\pi\omega x}{2}}H_\rho^{(2)}(\omega x)$$ 这是因为,它在频率为实数且$$x\to -\infty$$满足正确的边界条件$$f(\omega, x)=e^{-i\omega x}$$. 进而,重复之前的推导,要求其正确的渐进行为对实轴上的任何频率成立,导致它的割线必须在实轴的上方,所以对实轴下方的路径积分而言,它就是解析的. 具体的,对现有的问题,我们注意到在频率实轴上
 * $$H_\rho^{(2)}(\omega x)=\left(H_\rho^{(1)}(\omega x)\right)^*$$
 * $$f(\omega, x)=\left(g(\omega, x)\right)^*=g^*(\omega, x)$$

现在需要把频率空间的函数从实轴解析延拓到复平面时,我们只需直接把上述表达式推广到复频率
 * $$f(\omega, x)=g^*(\omega, x)=e^{-i\left(\rho+\frac12\right)\frac{\pi}{2}}\sqrt{\frac{\pi\omega x}{2}}H_\rho^{(2)}(\omega x)$$

上述论述其实是存在问题的. 我们先阐述一个简单错误. 把定义在频率实轴上的函数$$g(\omega, x)$$(比如第一类汉克函数)解析延拓到复空间,我们采用了文中采用的形式
 * $$g(\omega, x)=e^{i\left(\rho+\frac12\right)\frac{\pi}{2}}\sqrt{\frac{\pi\omega x}{2}}H_\rho^{(1)}(\omega x)$$

但是,如果我们考虑把上述函数沿着实轴镜像反演,即
 * $$g(\omega, x)=e^{i\left(\rho+\frac12\right)\frac{\pi}{2}}\sqrt{\frac{\pi\omega^* x}{2}}H_\rho^{(1)}(\omega^* x)$$

这似乎得到了另一个(在适当的幅角范围内的)解析函数,它们在实轴上与前面的形式一致且满足正确的边界条件.但是不难注意到割线也被镜像反演了. 实际上,上述做法并没有意义,因为复共轭并不是解析操作,得到的函数并不是解析的. 现在,如果我们把反平方势区域的通解写为
 * $$g(\omega, x)=e^{i\left(\rho+\frac12\right)\frac{\pi}{2}}\sqrt{\frac{\pi\omega x}{2}}H_\rho^{(1)}(\omega x)$$
 * $$f(\omega, x)=g^*(\omega, x)=e^{-i\left(\rho+\frac12\right)\frac{\pi}{2}}\sqrt{\frac{\pi\omega x}{2}}H_\rho^{(2)}(\omega x)$$

我们是否可以按(4.12)笔记的讨论,因为满足左行波边界条件的解是线性组合$$f+\kappa g$$,且不含割线呢? 答案是否定的. 因为傅里叶逆变换涉及从频率实轴负无穷大沿着实轴演化到正无穷大,对$$f(\omega, x)$$而言,其频率的幅角变化为$$\pi\to 0$$. 而上面分析中,对$$g(\omega, x)$$而言,对应的频率幅角的变化为$$-\pi\to 0$$. 为解决上述问题,我们必须统一频率自变量的幅角.我们尝试引入中间变量$$\tilde \omega=\tilde \omega(\omega)$$取代$$H_\rho^{(2)}(\tilde\omega x)$$,且要求它的幅角变化为$$-\pi\to 0$$. 但是不难发现函数$$\tilde \omega=\tilde \omega(\omega)$$正是复共轭,它并不是解析函数,使得之后的回路积分失去意义. 因此,在实际中,$$H_\rho^{(2)}(\tilde\omega x)$$的渐进行为是无法与$$H_\rho^{(1)}(\tilde\omega x)$$渐进行为同时成立的. 但是我们注意到,对于间断势问题,$$H_\rho^{(2)}(\tilde\omega x)$$并不需要满足左行波的边界条件,我们只需要把通解写为$$f+\kappa g$$的形式而已. 这样,$$H_\rho^{(2)}(\tilde\omega x)$$的全部意义是由其展开式和频率自变量在回路积分中选取的幅角决定的,而后者被$$H_\rho^{(1)}(\tilde\omega x)$$物理上正确的渐进行为完全决定. 由展开式的形式,我们知道这里$$f$$具有割线,而且因为$$g(\omega, x)$$的频率幅角选择,割线的位置同样是在虚轴的负半轴上. 另外,在幅角为$$\pi$$时,函数在(这个方向的)无穷远处发散,渐进形式不成立.

作为一个有启发性且足够简单的例子,我们把x轴正方向反演,即考虑空间坐标反演势场$$V(-x)$$情况下满足空间负无穷远$$x\to -\infty$$处出射波边界条件的齐次方程解$$f(\omega, x')$$的奇性. 具体的,我们可以认为势场是间断的,在间断点($$x=x_c >0$$)的正方向上势场为平方反比势$$V(x)$$而其在负方向为$$V(-x)$$,中间区域采用某种方式平缓过渡. 另外一个有意义的间断势的例子是在下面(5.7)中给出的截断的反平方势的例子. 我们从贝塞尔方程的解的角度来分析,试图得到自洽的结论. 我们知道在上述势场空间坐标反演情况下满足边界条件的解是
 * $$f(\omega, x)=e^{i\left(\rho+\frac12\right)\frac{\pi}{2}}\sqrt{\frac{\pi\omega (-x)}{2}}H_\rho^{(1)}(\omega (-x))$$

注意,其中$$x$$是固定值,并且我们考虑对应的势场区域$$x<0$$,另外$$H_\rho^{(2)}$$被排除因为它在(频率为实数时)不满足左行(出射)波的边界条件. 现在我们同样通过对上述波函数的渐进行为满足物理需要的讨论来决定割线的位置. 我们已经知道,$$H_\rho^{(1)}(\omega (-x))$$的自变量$$(-\omega x)$$作为整体,它的幅角的变化范围是(逆时针)$$[0, \pi]$$. 现在指数上的额外的因子$$(-1)$$正好和坐标的负值抵消,故频率$$\omega$$的幅角范围保持$$\arg{\omega}\in [0, \pi]$$不变. 这样频率空间函数$$f(\omega, x)$$的割线同样位于实轴的下方. 数学上,利用(5.4ab)推导的细节,不难证明
 * $$(\omega x)^{\frac12}H_\rho^{(1)}(\omega x)\to (-\omega x)^{\frac12}H_\rho^{(1)}(-\omega x)=e^{i\frac{\pi}{2}}e^{-i\rho\pi}(\omega x)^{\frac12}H_\rho^{(2)}(\omega x)$$

这样旋转后其实得到第二类汉克函数,但注意到其渐进行为成立所对应的频率幅角依赖于坐标变量的符号.

对上述对称势场,按上述分析采用文中的分析方法,我们仍然 无法 得到与数值结果一致的拖尾幂次.

另外,拖尾的结果必然与从对称性出发的讨论一致. 第一个对称性是系统的整体平移不变性.虽然上述对频率复平面上割线的讨论依赖于坐标自变量的选取,但是拖尾的结果必然满足平移不变性. 第二个对称性是坐标镜像(宇称)反演对称性.如果把势场的坐标自变量取负号,拖尾的结果不应该受到影响.

(5.4ab)

此式是由(5.4b)通过顺时针转动到割线的另一侧得到的.这里的割线来源于(5.2)中的汉克函数和汉克函数之前展开得到.具体的,对汉克函数,在$$\rho$$不是整数时,展开的每一项都有割线,但是在割线两侧的函数值的差别对每一项都提供了一个相同的因子,这个因子直接与(5.4a)方括号中的第一项$$\cos\rho\pi$$直接有关.换言之,在计算(5.4a)时,我们计算的是(5.4b)与(5.4a)的差别,对应后者避开割线转动$$2\pi$$得到的结果,他对应方括号中的第一项,而方括号中的第二项正是(5.4b). 另外还有一个细节,(5.2)中给出的是由边界条件定出的第一类汉克函数,而(5.4ab)都不对应第一类汉克函数,其中(5.4b)对应的是第二类汉克函数.这是因为(5.2)与(5.4)中汉克函数的自变量不同.如果把(5.2)汉克函数的自变量取为正的纯虚数,按(5.2)的讨论中给出的理由,这时$$g(\omega, x)=g(i\sigma, x)$$为实数.这是(5.4a)转动的出发点取为虚轴正半轴的原因.

在这里,我们分别顺时针和逆时针转动$$\pi$$角度来得到虚轴负半轴上的(5.4ab),我们给出具体计算如下.

利用贝塞尔函数的级数展开形式
 * $$J_\rho(x) = \sum_{m=0}^\infty \frac{(-1)^m}{m! \Gamma(m+\rho+1)} {\left(\frac{x}{2}\right)}^{2m+\rho}$$

以及汉克函数的用贝塞尔函数线性表达形式
 * $$H_\rho^{(1)}(x) = \frac{J_{-\rho}(x) - e^{-\rho \pi i} J_\rho(x)}{i \sin \rho\pi}=\frac{i}{\sin \rho\pi}\left[e^{-\rho \pi i} J_\rho(x)-J_{-\rho}(x)\right]$$
 * $$H_\rho^{(2)}(x) = \frac{J_{-\rho}(x) - e^{\rho \pi i} J_\rho(x)}{- i \sin \rho\pi}= \frac{i}{\sin \rho\pi}\left[J_{-\rho}(x) - e^{\rho \pi i} J_\rho(x)\right]$$

我们注意到(4.2)在自变量$$x=\omega x$$中频率$$\omega$$幅角转动下,贝塞尔函数展开式中有唯一的相关因子$$\omega^{\pm\rho}$$.同时(4.2)还提供因子$$\omega^{\frac12}$$.可以合并写成$$\omega^{\pm\rho+\frac12}$$ 所以,(4.2)在频率幅角顺时针转动$$\pi$$时,即变换$$\omega\to\omega e^{-i\pi}$$下的相关变化是其因子
 * $$\omega^{\pm\rho+\frac12} \to e^{-i\pi\left(\pm\rho+\frac12\right)}\omega^{\pm\rho+\frac12}$$

类似的,在频率幅角逆时针转动$$\pi$$时,即变换$$\omega\to\omega e^{i\pi}$$下的相关变化是其因子
 * $$\omega^{\pm\rho+\frac12} \to e^{i\pi\left(\pm\rho+\frac12\right)}\omega^{\pm\rho+\frac12}$$

注意到对最初的第一类汉克函数顺时针和逆时针两个转动相差了整体因子$$e^{2 i\pi\frac12}=-1$$,而对给定的汉克函数两个因子之间差了$$e^{2 i\rho\pi}$$.

我们先计算逆时针转动,按文中记号约定,结果被记为$$g_-(-i\sigma,x)$$,因为它对应了在割线左侧,实部为负无限小的位置.
 * $$(\omega x)^{\frac12}H_\rho^{(1)}(\omega x)\sim (i\sigma x)^{\frac12}\left[e^{-i\rho\pi}J_{\rho}(i\sigma x)-J_{-\rho}(i\sigma x)\right]

\to (i\sigma x)^{\frac12}e^{i\pi\frac12}\left[e^{-i\rho\pi}e^{i\rho\pi}J_{\rho}(i\sigma x)-e^{-i\rho\pi}J_{-\rho}(i\sigma x)\right]$$
 * $$= (i\sigma x)^{\frac12}e^{-i\pi\frac12}e^{-i\rho\pi}\left[J_{-\rho}(i\sigma x)-e^{i\rho\pi}J_{\rho}(i\sigma x)\right]

\to (i\sigma x)^{\frac12}e^{-i\pi\frac12}e^{-i\rho\pi}H_\rho^{(2)}(i\sigma x)$$ 类似的,对顺时针转动,我们有
 * $$(\omega x)^{\frac12}H_\rho^{(1)}(\omega x)\sim (i\sigma x)^{\frac12}\left[e^{-i\rho\pi}J_{\rho}(i\sigma x)-J_{-\rho}(i\sigma x)\right]

\to (i\sigma x)^{\frac12}e^{-i\pi\frac12}\left[e^{-i\rho\pi}e^{-i\rho\pi}J_{\rho}(i\sigma x)-e^{i\rho\pi}J_{-\rho}(i\sigma x)\right]$$ 它和前面的结果的差距为
 * $$ (i\sigma x)^{\frac12}\left\{e^{-i\pi\frac12}\left[e^{-i\rho\pi}e^{-i\rho\pi}J_{\rho}(i\sigma x)-e^{i\rho\pi}J_{-\rho}(i\sigma x)\right]-e^{i\pi\frac12}\left[e^{-i\rho\pi}e^{i\rho\pi}J_{\rho}(i\sigma x)-e^{-i\rho\pi}J_{-\rho}(i\sigma x)\right]\right\}$$
 * $$=(i\sigma x)^{\frac12}\left\{e^{-i\pi\frac12}\left[e^{-i\rho\pi}e^{-i\rho\pi}J_{\rho}(i\sigma x)-e^{i\rho\pi}J_{-\rho}(i\sigma x)\right]+e^{-i\pi\frac12}\left[e^{-i\rho\pi}e^{i\rho\pi}J_{\rho}(i\sigma x)-e^{-i\rho\pi}J_{-\rho}(i\sigma x)\right]\right\}$$
 * $$=(i\sigma x)^{\frac12}e^{-i\pi\frac12}\left[e^{-i\rho\pi}\left(e^{-i\rho\pi}+e^{i\rho\pi}\right)J_{\rho}(i\sigma x)-\left(e^{-i\rho\pi}+e^{i\rho\pi}\right)J_{-\rho}(i\sigma x)\right]$$
 * $$=(i\sigma x)^{\frac12}e^{-i\pi\frac12}\left(e^{-i\rho\pi}+e^{i\rho\pi}\right)\left[e^{-i\rho\pi}J_{\rho}(i\sigma x)-J_{-\rho}(i\sigma x)\right]$$
 * $$\to (i\sigma x)^{\frac12}e^{-i\pi\frac12}\left(e^{-i\rho\pi}+e^{i\rho\pi}\right)H_\rho^{(1)}(i\sigma x)$$

此即(5.4ab)的结果.

最后,我们把上述结果与渐进展开关系进行比较,进一步讨论两者的自洽性. 我们从幅角$$\pi/2$$出发,分别以顺时针和逆时针旋转$$\pi$$角度,对应了解析延拓的幅角范围$$-\pi/2 \le \arg z \le 3\pi/2$$,落在渐进结果允许的范围内. 所以,一方面,上述计算说明解析按上述方法延拓得到的函数存在割线,且为了原函数为实函数的要求,我们把割线放置在实轴下方,比如虚轴的负半轴上. 而另一方面,第一类汉克渐进表达式说明在割线两侧,两个形式不同的函数的渐进性质又是完全一致的,即外行波的渐进行为. 我们指出,上述结果的确如此,没有任何矛盾,具体分析如下. 对虚轴负半轴左侧的结果.第二类汉克函数在虚轴正半轴上的取值的渐进行为正是第一类汉克函数在虚轴负半轴上的渐进行为.具体的,$$H_\rho^{(2)}(i\sigma x)\sim H_\rho^{(1)}(-i\sigma x)\sim e^{i(-i\sigma)x}=e^{i\omega x}$$,没有矛盾. 对虚轴负半轴右侧的结果,除了上述第二类汉克函数在虚轴正半轴取值外,还有一项来自第一类汉克函数在虚轴正半轴的取值,但后者实际上以指数形式比前者小,在渐进展开中完全没有贡献.具体的,$$H_\rho^{(1)}(i\sigma x)\sim e^{-\sigma x} \ll H_\rho^{(2)}(i\sigma x)\sim e^{\sigma x}$$.

(5.5)

这里直接利用贝塞尔函数的朗斯基结果. 具体的,利用
 * $$W\left\{J_\alpha(x), Y_\alpha(x)\right\}=\frac{2}{\pi x}$$

我们容易得到
 * $$W\left\{H^{(1)}_\alpha(x), H^{(2)}_\alpha(x)\right\}=W\left\{J_\alpha(x), -i Y_\alpha(x)\right\}+W\left\{iJ_\alpha(x), Y_\alpha(x)\right\}=-i2W\left\{J_\alpha(x), Y_\alpha(x)\right\}=\frac{4i}{\pi x}$$

由此,直接代入(5.4ab),并注意到可以提出的公共因子函数$$\sqrt{\frac{i\pi\sigma x}{2}}$$的贡献是平庸的,通过简单但繁琐的代数运算,我们得到
 * $$W\{g_-, g_+\}=-\frac{i\pi\sigma x}{2}e^{i\nu\pi}2\cos(\rho\pi)e^{-i\rho\pi}\frac{4i}{\pi\omega x}\omega =-4i\sigma\sin(\nu\pi)$$

其中利用了$$\rho=\nu+\frac12$$, $$\omega=-i\sigma$$, $$\cos(\phi+\pi/2)=\sin\phi$$等关系. 其中注意到本文(2.8)上方朗斯基的定义与其他文献有一个负号的差别.

文中的计算和(5.4ab)的笔记是从虚轴上的$$g$$函数出发,分别把频率的幅角以顺时针和逆时针转动$$\pi$$,然后计算(5.5). 注意到$$g$$的展开式的作为物理上正确的解析函数的幅角范围是$$(-\pi, 2\pi)$$. 如果我们考虑$$g_+$$从$$-\pi/2$$出发,逆时针转动到$$+4\pi/3$$得到$$g_-$$,虽然$$g_\pm$$的形式完全不同,但计算朗斯基(5.5)应得到相同的结果. 下面我们具体证明这一点.方便起见我们采用(5.4ab)相同的方式略去一些常数系数.
 * $$g_+ \sim (\omega x)^{\frac12}H_\rho^{(1)}(\omega x)\sim (\omega x)^{\frac12}\left[e^{-i\rho\pi}J_{\rho}(\omega x)-J_{-\rho}(\omega x)\right]$$
 * $$\to g_-\sim e^{i\pi}(\omega x)^{\frac12}\left[e^{-i\rho\pi}e^{i2\rho\pi}J_{\rho}(\omega x)-e^{-i2\rho\pi}J_{-\rho}(\omega x)\right]$$
 * $$= (\omega x)^{\frac12}\left[e^{-i2\rho\pi}J_{-\rho}(\omega x)-e^{i\rho\pi}J_{\rho}(\omega x)\right]$$
 * $$= (\omega x)^{\frac12}\left[e^{-i2\rho\pi}J_{-\rho}(\omega x)-e^{-i\rho\pi}J_{\rho}(\omega x)+e^{-i\rho\pi}J_{\rho}(\omega x)

-J_{-\rho}(\omega x)+J_{-\rho}(\omega x)-e^{i\rho\pi}J_{\rho}(\omega x)\right]$$
 * $$\sim (\omega x)^{\frac12}\left[e^{-i2\rho\pi}H_\rho^{(2)}(\omega x)+H_\rho^{(1)}(\omega x)+H_\rho^{(2)}(\omega x)\right]$$
 * $$= (\omega x)^{\frac12}\left[e^{-i\rho\pi}(-2)\sin\nu\pi H_\rho^{(2)}(\omega x)+H_\rho^{(1)}(\omega x)\right]$$

接着计算它们的朗斯基. 我们注意到正比于$$H_\rho^{(1)}(\omega x)$$部分没有贡献,$$g_+$$中其实没有计入的常数因子$$e^{i\left(\rho+\frac12\right)\frac{\pi}{2}}=e^{i\pi\frac14}e^{i\rho\pi\frac12}$$ 正好会给$$g_-$$提供一个因子$$e^{i\pi\frac14}e^{-i\rho\pi\frac12}$$. 所以最后的朗斯基为$$\frac{-4i}{\pi\omega x}e^{i\pi\frac12}\frac{\pi\omega x}{2}\omega (-2)\sin\nu\pi=-4\omega\sin\pi\nu$$. 以$$\omega=-i\sigma$$代入(除差了一个负号不想查了外)即得(5.5).

(5.6ab)

这里的渐进行为就是简单的在$$\sigma \to 0$$附近利用贝塞尔函数的展开式,并取贡献最大的项即得. 我们可以直接利用(5.3ab)以及关系$$H^{(1,2)}_\rho(z)=J_\rho(z)\pm iN_\rho(z)\equiv J_\rho(z)\pm iY_\rho(z)$$即可. 我们注意到,$$H^{(1,2)}_\rho(z)$$在零点是发散的,所以贡献最大的项的幂指数是负数,且与之相比,其余(展开)项(即便发散)贡献都更小.

(5.7)

这里利用了朗斯基与位置无关的性质,故选取在近似(5.6ab)更为准确的坐标点进行计算,并使用其蕴含的关系$${g'}_\pm \sim -\frac{\nu}{x}g_\pm$$. 注意到$$x_c$$在定义(3.2-3)中引入,而$$x$$越小近似(5.6ab)越准确,故计算朗斯基最好的坐标位置是$$x=x_c$$.

为了加强对上述讨论的理解,我们通过下面的具体例子来给出一个(比较隐蔽的)佯谬. 我们考察如下简化的分段势场. 假设势场在$$x\ge x_c=1$$时为这里所讨论的平方反比势,在$$x<x_c$$时假设势场为零. 对上述问题我们可以严格的求出在两个区域的通解,然后用类似(4.12)讨论中给出的方法通过朗斯基行列式为零来构造全区域的函数$$f,g$$并计算朗斯基. 因为朗斯基不依赖与空间坐标,所以计算可以选取任意给定的坐标进行. 我们给出具体的计算过程来"论证"所得的朗斯基其实为$$W\{f,g\}=2i\omega$$. 而且,因为我们的简单例子中的$$f$$完全满足文中(5.7)所讨论的性质,所以我们似乎能得到结论即文中导出的渐进行为(5.8)并不是合理的. 但另一方面,文中的结果受到数值计算的佐证,而(5.8)是文中论证拖尾性质的重要中间结果. 我们下面先给出具体计算,再对这个分析过程给出进一步的解释.

方便起见,我们把区域$$x\ge x_c=1$$用下标"1"表示,把区域$$x<x_c$$用下标"2"表示. 显然,对区域1,在两端满足边界条件的齐次方程的通解$$f_1,g_1$$就是文中给出的
 * $$f_1(\omega,x)=e^{-i\left(\rho+\frac12\right)\frac{\pi}{2}}\sqrt{\frac{\pi\omega x}{2}}H_\rho^{(2)}(\omega x)$$
 * $$g_1(\omega,x)=e^{i\left(\rho+\frac12\right)\frac{\pi}{2}}\sqrt{\frac{\pi\omega x}{2}}H_\rho^{(1)}(\omega x)$$

类似(5.5)的计算过程,我们可以利用汉克函数的朗斯基来直接计算它们的朗斯基,不难得到
 * $$W_1=W\{f_1,g_1\}=2i\omega$$

从数学上说,上述结果可以更简洁的得到,因为朗斯基不依赖于坐标,所以我们可以在极限$$x \to +\infty$$下,用$$f_1, g_1$$的渐进形式来计算,而它们的渐进形式正是平面波$$f_2, g_2$$. 从物理上说,$$f$$需要在$$x\to -\infty$$时渐进左行平面波,$$g$$需要在$$x\to +\infty$$渐进右行平面波. 但如果两个波函数中至少有一个的渐进行为可以解析延拓到坐标轴的反方向(在这里是$$g$$),那么它们的朗斯基就必然是$$2i\omega$$. 实际上,这正是这个结果在很多文献中反复出现的原因. 继续我们的讨论,按(4.12)笔记的讨论,真正满足物理边条件的左行波应该是$$\tilde f=f_1 + \kappa_1 g_1$$,其中系数$$\kappa_1=\kappa_1(\omega, x_c)$$不是坐标的函数. 因此这个"修正"并不影响朗斯基行列式的结果.

我们知道,主方程朗斯基行列式的结果和坐标无关. 下面我们在区域2给出具体计算并确认这个结果. 这里,在两端满足边界条件的齐次方程的通解是$$f_2=e^{-i\omega x},g_2=e^{i\omega x}$$. 现在我们用$$x = x_c$$处的边界条件对上述通解进行线性组合来得到物理上合理的波函数$$\tilde f, \tilde g$$,即 在区域1
 * $$\tilde f=f_1 + \kappa_1 g_1$$
 * $$\tilde g = g_1$$

而在区域2
 * $$\tilde f=C f_2$$
 * $$\tilde g=D\left(g_2 + \kappa_2 f_2\right)$$

其中,略去繁琐但是并不复杂的计算
 * $$\kappa_1=-\frac{(f_1)'+i\omega f_1}{(g_1)'+i\omega g_1}$$
 * $$\kappa_2=-\frac{i\omega e^{i\omega}-\frac{(g_1)'}{g_1}e^{i\omega}}{-i\omega e^{-i\omega}-\frac{(g_1)'}{g_1}e^{-i\omega}}$$

从而进一步得到
 * $$C = \frac{(g_1)'f_1-(f_1)'g_1}{\left[(g_1)'+i\omega g_1\right]e^{-i\omega}}= \frac{W_1}{\left[(g_1)'+i\omega g_1\right]e^{-i\omega}}$$
 * $$D =\frac{i\omega g_1+(g_1)'}{2i\omega e^{i\omega}}$$

其中函数的坐标自变量$$x=x_c$$. 利用上述结果,可以计算在区域2的朗斯基,不出意外的,我们得到
 * $$W_2=W\left\{C f_2, D\left(g_2 + \kappa_2 f_2\right)\right\}=C D W\{f_2,g_2\}=C D 2i\omega=W_1$$

所以,我们完成了事后看来几乎是平庸的验证. 但比较(5.8),我们得到的结果并不一致. 虽然我们简化了势场形式,但因为我们在计算过程中并没有引入任何近似,这里得到的结果似乎是更可信的.

我们指出,上面的推导其实与文中的结果不存在矛盾. 具体的,我们通过下面进一步的分析来澄清一些容易产生的误解. 首先,文中讨论的重点是在极限$$\omega\to 0$$下的渐进行为,因为这个渐进行为才是真正对拖尾有影响的. 注意到在间断点$$x=x_c$$,我们利用了等式
 * $$C f_2(x_c)=\tilde f(x_c)=f_1(x_c) + \kappa_1 g_1(x_c)$$

但是,从物理上说,在区域2的右行波物理上是由$$f_2(x)=e^{-i\omega x}$$完全决定的,而非区域1中的通解. 所以,我们不妨对右行波引入以下"重整化"归一
 * $$f_2(x_c)=\tilde f(x_c)=\frac1C \left[f_1(x_c) + \kappa_1 g_1(x_c)\right]$$

这里,如文中所述,等式左边的$$f_2(x_c)=e^{-i\omega}$$没有割线,而且不会在极限$$\omega\to 0$$下发散. 而由汉克函数的渐进形式,我们发现等式右边的方括号其实是趋于零(而非直觉上的无穷大!)不定式$$\infty -\infty$$,而$$C\to 0$$. 实际上,按之前的笔记,不难验证$$C$$一般情况下含割线,即$$f_2, f_1$$仅在频率实轴上有联系,其复平面上割线的性质可以是完全不同的. 我们以
 * $$\tilde f(\omega, x)=\frac1C \left[f_1(\omega, x) + \kappa_1 g_1(\omega, x)\right]$$

重新计算朗斯基行列式,不难得到
 * $$\tilde W=W\left\{\tilde f, \tilde g\right\}=D W\{f_2,g_2\}=\left[i\omega g_1 +(g_1)'\right]e^{-i\omega}$$

这个结果与(5.8)给出的渐进行为是完全一致的. 不妨指出,对我们给出的具体例子,(5.8)方括号中$$(f_2)'=-i\omega f_2$$会产生一个额外的$$\omega$$因子. 但是,这项与$$(g_1)'f_2=(g_1)'e^{-i\omega}$$比较,被略去,故与文中的结果一致.

另外值得注意,在计算中取极限$$\omega\to 0$$必须发生在求朗斯基$$W\{f_2, g_2\}$$之后,因为由渐进表达式(5.6ab)并不能得到正确的朗斯基行列式. 同样,汉克函数的比值$$\frac{(g_1)'}{g_1}$$是存在割线的,但是如果先取极限$$\omega\to 0$$,用主导项求导后求比值,就看不到割线.

(5.8-9)

考虑上述截断势的简单情况,当考虑间断点左边左行波的波函数$$\tilde f= f_2$$时,显然满足$$f_0(x)=\tilde f(0,x)\ne 0$$. 接下来,延续(5.7)的笔记,我们进一步对上述计算给出推广.

首先我们考虑间断点左边势场为常数的情况,即在$$x<x_c$$时假设势场为$$V(x)=V_2(x)=V_c=\mathrm{const.}$$. 它的意义在于适用于特殊情况$$V_c=V_1(x_c)$$.这样,即便是左右对称的平方反比势,我们也可以假象在中间加入一小段(无限小长度)的常数势,方便问题的讨论. 定义$$\varpi=\sqrt{\omega^2-V_c^2}$$ 只需在之前的结果中做代换$$\omega\to \varpi$$,得到
 * $$f_2 = e^{-i\varpi x}$$
 * $$C = \frac{W_1}{\left[(g_1)'+i\varpi g_1\right]e^{-i\varpi}}$$
 * $$D = \frac{(g_1)'+i\varpi g_1}{2i\varpi e^{i\varpi}}$$

就可以继承之前的分析逻辑并得到相同的结果$$\tilde W=W_1$$.

如果在区域2中是一般形式的函数,那么令$$\chi_2=\frac{(f_2)'}{f_2}$$. 只要$$\chi_2$$不发散(其实,即便对汉克函数(5.6ab)这个比值也是不发散的),我们仍然可以得到足够简洁的结果. 略去具体计算,所得结果仍然相当于做代换$$-i\varpi\to \chi_2$$并带回$$f_2, g_2$$的待定形式,我们有
 * $$C = \frac{W_1}{\left[(g_1)'-\chi_2 g_1\right]f_2} =\frac{W_1}{W\{f_2, g_1\}}$$
 * $$D = \frac{g_1}{g_2-\left[\frac{(g_2)'-\chi_1 g_2}{(f_2)'-\chi_1 f_2}\right]f_2} =\frac{W\{f_2, g_1\}}{W_1}=\frac1C$$

其中$$W\{f_2, g_1\}$$因为涉及到两个不同区域的函数,必须在$$x=x_c$$位置演算. 由此,对推广形式的势场和波函数,我们对文中的一些相关表达式的计算给出了推广.

我们进一步指出,上述笔记中所得朗斯基为$$W_2=W_1=2i\omega$$的结果同样是有意义的(!). 注意到,文中的讨论相当于把观测者和源分别放置在有效势间断点的两侧,同时用间断点处来计算朗斯基.这样得到的朗斯基是存在割线的(在割线两侧函数值不同). 以上分析是指出了朗斯基的计算中,如果把其中一个波函数乘以一个常系数,那么朗斯基会发生改变. 但对于格林函数而言,分子分母中这个常系数是抵消的,对最终结果没有影响. 如果我们在有效势间断点的同一侧计算朗斯基,那么上面的计算说明,所得的朗斯基是不存在割线的. 虽然在平方反比势的一侧,左行和右行波函数都具有割线,但朗斯基的结果不变.这在上述笔记中给予了确认. 但是因为朗斯基不含割线,(4.12)的形式不再成立.具体的,这时分母不变,分子就是两者之差. 但(5.9)中所得的对$$\sigma$$的幂次$$\sigma^{2\nu+1}$$依赖关系不应有所改变. 但这个结论并不是显然的,我们按观测者与源都处于平方反比势,以及常数势一侧分别进行分析.

XXXXX 所以最终得到的格林函数的渐进形式(5.9)其实是不变的.

(5.10-11)

这里对频率的积分可采用之前(4.17)同样的技巧.

回顾这里的论述逻辑.因为势场在无穷远处足够大,这个例子在$$\nu$$不趋于零时并不能应用伯恩近似,但问题对应的齐次方程方程恰好存在严格解. 注意到渐进形式(5.6ab)和其直接推论(5.7),比较需要计算的格林函数(4.11)以及它在割线两侧的差(4.12),值得指出,如果不因为(4.12)分子上主要贡献的相互抵消而导致的解析关系(5.5),那么拖尾形式将很不一样. 换言之,我们将(5.7)直接代入格林函数(4.11),然后在割线两侧取差,那么我们只能估计主导项的大小而不会注意到(5.5)的性质,那么所得的对拖尾的估计就是完全错误的.

另一方面,对于整数$$\nu$$,由(5.5),割线消失,而物理问题对应完全没有势场的自由波,故不会被无穷远处的势场散射.

(6.2)

利用球汉克函数和汉克函数的关系$$h^{(1,2)}_n(z)=\sqrt{\frac{\pi}{2z}}H^{(1,2)}_{n+\frac12}(z)$$,以及$$\rho=\nu+\frac12=\ell+\frac12$$,容易证明这个表达式与(5.2)等价.

(6.4-5)

比较伯恩近似(4.1-3),这里把其中零阶格林函数(自由空间格林函数)和零阶波函(球面波)数都做了相应改动. 等式在本质上,这个做法就是把势场修正项移动到等式右边视为"源",而(6.3)就是用包含了势场平方反比部分定义的格林函数(2.8)在"源"上的积分. 我们指出,被称为的"格林函数"的(6.5)的分子是两项之差,它并非(2.8)分子的形式,同时(6.4)等式右边的积分限并非全空间而是下限为$$x$$,这些具体差别的出处参见(4.1-3)的推导.

除此之外,(6.5)的分母利用球汉克函数的朗斯基行列式结果$$W\left\{h^{(1)}_n(z), h^{(2)}_n(z)\right\}=-2iz^{-2}$$,即得
 * $$W\left\{i^{l+1}(\omega x)h^{(1)}_n(\omega x), i^{l+1}(\omega x)h^{(2)}_n(\omega x)\right\}=-2i(\omega x)^{-2}i^{2(l+1)}(\omega x)^2\omega =(-2i)i^{2(l+1)}\omega$$

而分子也产生因子
 * $$(\omega x)(\omega x')i^{2(l+1)}$$

抵消后即得(6.5)的结果.

(6.13)

这里的计算的逻辑与之前(4.13)的计算完全类似,故不再赘述.

(6.18)

我们考察(5.10)的推导,以及势场形式,即(3.2)中只考虑对数因子的一次方$$\beta=1$$,不难发现.对不含对数因子的势场对$$\alpha$$求导(不是对$$x$$求导),即得到所需的对数因子.为了得到(5.10)我们需要乘以格林函数并对$$x'$$积分,即积分(6.4),然后在做对频率与时间的傅里叶变换,即由(6.15)到(6.16)对$$\sigma$$的积分.我们指出,这两个积分都可与对$$\alpha$$的导数交换.故可以将(6.16)对$$\alpha$$求导即得所需结果(6.18).其中花括号的第二项的导数虽然复杂但与$$t$$无关,故可归入(相对时间的)常数$$d$$中.最后,如果$$\beta$$不为1,则只需将(6.16)对$$\alpha$$求导$$\beta$$次即可.

(A.5)

本附录讨论的是在数值计算中由于精度问题出现鬼势场(A8)或者(A9)的情况,该势场在$$(\Delta x)$$足够大时,会影响拖尾的幂指数形式.Fig.10就是具体数值计算的实例.

这里,比较(A1-A3),表达式(A5)等式右边第二项方括号中的内容为$$\partial_x^4\phi$$的近似.它可以由对$$\partial_x^2\phi\sim V\phi$$对空间两次求导得到.

由$$\partial_x^2\phi= V\phi+\partial_t^2\phi$$,注意到$$\partial_t^2\phi\sim t^{-2}\phi$$,故在时间很大时与$$V\phi$$比较是二阶小量,可以被忽略. 对$$V\phi$$的空间两阶导数有三项,其中$$\phi''=\partial_x^2\phi$$可以被迭代一次,即得(A5)的结果.

(B.2-3)

在(B.2)中作替换$$\sin\omega(x-x')=\frac{1}{2i}\left[e^{i\omega(x-x')}-e^{-i\omega(x-x')}\right]$$,并对积分换元$$u=\omega x'$$,比较(4.3)注意到(B.1)有笔误,即得(B.3).

这里得到的表达式(B.3)中的因子$$e^{-i\omega x}$$指数上为负号,作为左行波,它对应了空间无穷远处的反射波的物理解释. 具体的,对(B.3)方括号中的第二项做部分积分$$\frac{du e^{2iu}{u^\alpha}}=d\left[\frac{1}{(-\alpha+1)u^{\alpha-1}}\right]e^{2iu}$$,边界上的结果正好与(B.3)方括号中第一项抵消,而第二项可提出指数因子$$e^{-i\omega x}$$.

这个结果是有一般性的,因为零阶格林函数$$\sin\omega(x-x')$$和零阶右行出射波$$e^{i\omega x}$$不变(注意到(B.1)的笔误),只要势场能够表达为幂级数形式,则都有这个形式的结果.

(C.1-2)

这里的展开式可以在参考文献中得到,具体推导不清楚. 将(C.1-2)中的两个$$m$$分别做代换$$m\to l-m_1, l-m_2$$并代入(6.7)并完成对$$u$$的积分,(C.1)得到一项正比于$$(-1)^{m_1}$$. 将(C.1-2)中的两个$$m$$分别做代换$$m\to l-m_2, l-m_1$$同样代入(6.7)并完成对$$u$$的积分,这时(C.1)得到一项正比于$$(-1)^{m_2}$$,其余部分完全相同. 将上述两个表达式求和后除以2,即得(C.1-2)下一式. 上述做法还可等价的理解为,因为$$h^{(1)}(u)h^{(2)}(u)$$仅是$$u^2$$的函数,故在积分前取$$u\to (-u)$$必得相同的结果.

当$$(m_1, m_2)$$同为奇数或者偶数时,他们的和必为偶数$$2m$$. 但对于一个给定的展开项$$(\omega x)^{2m}$$,其系数由所有不同的$$(m_1, m_2)$$对的贡献的和构成,具体需要计算. 但唯一重要的是,这里仅涉及多项式积分,唯一可能产生割线的因子$$\omega^\alpha$$在最后结果中被抵消,所以对拖尾没有贡献.

(C.5)

等式右边第一项,把(C4)相应部分扣除后为$$\int_0^z \frac{v(t)-\sum_{n=0}^{N-1} c_n t^n}{t^\beta}dt = \int_0^z \frac{\sum_{n=N}^\infty c_n t^n}{t^\beta}dt$$. 故等式右边第一项可写为
 * $$\int_z^\infty \frac{v(t)-\sum_{n=0}^{N-1} c_n t^n}{t^\beta}dt + \int_0^z \frac{\sum_{n=N}^\infty c_n t^n}{t^\beta}dt$$

接着我们讨论等式右边第二项. 对求和$$n\le N-1$$部分,它直接来自(C.4)等式右边第二项,注意到在无穷远处函数值为零. 对求和$$n> N-1$$部分,表达式本身并不涉及表达式在无穷大时发散的结果,而求和部分在极限$$z\to 0$$下趋于零,故可以写为$$-\int_0^z \frac{\sum_{n=N}^\infty c_n t^n}{t^\beta} dt$$. 故等式右边第二项可写为
 * $$\int_z^\infty \frac{\sum_{n=0}^{N-1} c_n t^n}{t^\beta}dt-\int_0^z \frac{\sum_{n=N}^\infty c_n t^n}{t^\beta} dt$$

对比上述两项易知(C.5)与(C.4)等价. 同时,上述具体计算说明了(C.5)等式右边的积分内的被积函数在$$t=0$$附近的定积分结果有限. 换言之,被积函数分子中的多项式恰当的扣除了$$v(t)$$在零点附近的有限部分,虽然被积函数级数展开的第一项($$n=N$$)在原点仍发散,但定积分是有限的.

(C.6-9)

直接计算割线两侧的差即得
 * $$\int_C \frac{v(t)}{t^\beta} dt=\left[1-\left(e^{2\pi i}\right)^{-\beta}\right]{\mathcal I}_A(\beta)

=e^{-i\pi\beta}\left(e^{i\pi\beta}-e^{-i\pi\beta}\right){\mathcal I}_A(\beta) =\frac{2i\sin\beta\pi}{e^{i\pi\beta}} {\mathcal I}_A(\beta)$$

文中在(C.8-9)附近给出的论证虽然并不复杂,但结果却很违反直观.作者得到结论,(C.8)是有限的,其中扣除发散的多项式对应的积分却为零. 这里的问题在于文中并没有考虑在(C.6)的路径积分的定义中没有包括原点处的(半个)环路积分,而它在被积函数在原点处发散时并不为零. 在把被积函数在不包括原点和割线的解析区域内改变积分路径时,上述原点处的环路必须被考虑,而这对最后的结论有不平庸的影响.

进一步,(C.7)同样也是不正确的. 虽然它在原点附近的函数值比$$\frac1n$$更快的趋于零,这样在原点附近的圆弧上的积分为零. 但是,在大圆上的积分却不为零,因为指数函数总在某些区域发散,无法利用约当引理或者类似的论述. 一个与文中思路类似但是真实可行的例子可以参见这个stackexchange问题.

为明确起见,我们简要总结贝塞尔函数相关的函数的渐进行为与积分结果. 贝塞尔函数按其在零点附近的展开式,正阶函数在零点有限或者趋于零,但负阶函数在零点发散.在无穷远处,正阶贝塞尔函数因为幂函数因子亦趋于零. 贝塞尔函数乘积的积分在特定的情况下是不发散的,具体的,从零到无穷大的定积分存在解析结果,比如参见Gradshteyn与Ryzhik一书Table of integrals, series, and products(2007版)第683公式2的结果. 注意到这个表达式有意义的前提是$$\mathrm{Re}(\nu+\mu+1)>\mathrm{Re}(\lambda)>0,\alpha>0$$. 这意味着对于两个正阶贝塞尔函数乘积的积分,那么其分母上的阶数要保证在零点函数为最低阶不小于1的级数展开,而在无穷远处函数比$$\int^\infty dt/t^2$$的积分收敛更快. 对汉克函数,可以利用文中的思路可以写为球汉克函数的级数展开形式,注意到除了指数震荡因子外,幂函数的最低阶为$$-l$$,这样只要在分母上乘以足够大的正阶幂函数,直观的,在实轴上无穷远处的积分并不发散. 而(6.8)本身并不必涉及零点处的积分.

上述问题对文章的论述逻辑产生很大的影响,因为割线的存在与否,直接影响关于拖尾形式的结论,而文中结果却是受到数值计算支持的. 具体的解决方法是直接利用mathematica来计算积分$$\int_z^\infty \frac{dx}{x^\alpha}H^{(1)}_{l+1}(\omega x)H^{(1)}_{l+1}(\omega x)$$. 发现结果存在解析形式,与合流超几何函数相关,只要对其进行进一步的展开,就能分析(6.8)的割线的性质.

(C.12-13)

这里引入因子$$t^{2l+2}$$就是为了抵消$$\left(h^{(1)}_l(t)\right)^2$$中当$$m=l$$最高阶的极点$$\left(t^{-1}t^{-l}\right)^2$$. 这样,$$w(t)$$为解析函数,可以做泰勒展开.

而在(C.13)中,把指数函数也进行泰勒展开$$e^{2i t}=\sum_n \frac{(2i t)^n}{n!}$$. 文中的表达式似乎重复了因子$$(-1)^{k_1+k_2}$$,漏了$$n!$$.

(C.16)

这里可以参考引用书籍(2007版)中P.683中6.574的第二式.把球汉克函数写为球贝塞尔函数再表达为贝塞尔函数.

本文档除了包括推导, 疑惑 外,做 读书重点 的记录 $$$$

Radiative falloff in Schwarzschild–de Sitter spacetime, arXiv:gr-qc/9902010, by P.R. Brady, C.M. Chambers, W.G. Laarakkers, and E. Poisson
本文讨论了在AdS空间,即带有宇宙学常数的QNM的拖尾性质.

(4.2)

这里,在数值解之后,作者讨论了解析解.由于数学上的困难,作者仅仅讨论了AdS空间中的格林函数.具体的,用(4.2)来取代更为复杂的形式(2.14),所抛弃正是在半径很大时贡献最小的项.而上述结论正有力的说明了势场在宇宙视界附近的性质决定了拖尾的性质.

(4.16)

本质上,问题的解法与其他文件中的做法是类似的:首先求解满足边界条件的齐次方程的解,通过解来构造格林函数,最后,利用格林函数的奇点来完成傅里叶(或者拉普拉斯)变换的逆变换以得到准正则模式的性质.

这里格林函数的极点与上述Ching等作者一文讨论的割线的最主要的区别是,极点是由朗斯基行列式产生的.由于极点在实轴的下方的虚轴上,得到的结果是指数衰减.因为它的实部为零,所以也无所谓出射波还是入射波.

Wave propagation in gravitational systems: Completeness of quasinormal modes, arXiv:gr-qc/9507034, by E. S. C. Ching, P. T. Leung, W. M. Suen, and K. Young
本文讨论QNM波函数的完备性问题.是作者之前所发表快报PRL 74 (1995) 4588的具体陈述.在本文中,QNM波函数的完备性是指,任何物理上微扰导致的波形都可以由QNM模式的波形叠加而成.具体要求是,割线不存在,在大圆上的贡献为零,这样的波形不存在拖尾(和初始不规则震荡?).数学上,上述结论存在的条件是势场不连续,存在间断点.

本文的重要意义是在用分段函数近似势场得到波形必然可由对应的QNM得到.而任何数值方法只能取有限多的间断的势场值,本质上等同于采用某种分段函数来近似势场.这方面后续的数值讨论,由Nollert和Ramin等人进一步展开.

(2.5-7)

这是对方程(2.1)针对不同解并取不同$$\omega$$的情况下进行左乘并相减后再积分的结果.文中提到部分积分,但未明确是对两边要积分并利用部分积分得到的结果.具体的势场项相互抵消没有贡献,频率项对应等式左边,而两阶导数项在部分积分后得到等式右边.

如文中所述,(2.7)是将(2.5)的两端对$$\omega$$求导并考虑极限$$X\to\infty$$即代入$$\omega \to \omega_j$$后的结果.等式(2.5)右边可以直接对(2.6)求导来简化计算.注意到(2.6)的第二项对$$\omega$$求导对应(2.7)等式右边朗斯基行列式对$$\omega$$的求导(并除以$$2\omega_j$$).(2.5)等式左边以及(2.6)第一项$$\omega$$相关因子$$(\omega^2-\omega_j^2)$$和$$(\omega_j-\omega)$$对$$\omega$$的求导(并除以$$2\omega_j$$)即为(2.7)等式左边的两项.最后(2.5)等式左边以及(2.6)第一项中$$g(\omega)$$对$$\omega$$的求导由于相关因子$$(\omega^2-\omega_j^2)$$和$$(\omega_j-\omega)$$在取$$\omega \to \omega_j$$后没有任何贡献.

(2.8-9)

如文中所述,因为QNM在空间无限远处发散,(2.8)中的两项在极限$$X\to\infty$$下分别都发散,但他们的和为有限值.这可以通过将(2.8)两边对$$X$$求导,并考虑极限$$X\to\infty$$.因为在准正则频率下朗斯基为零,两函数呈线性相关$$f\to g$$,同时,利用(2.3)上的边界条件易知进一步有$$f\to g(\omega,X)\sim \exp(i\omega X)$$,故它们的导数为$$\frac{d}{dX}g(\omega,X)\sim i\omega g(\omega,X)$$.这样(2.8)等式右边两项的导数在$$X\to\infty$$互相抵消,等于零.这样就不难理解为何(2.8),作为上述导数的积分,是有限的.这就是(iii)中指出的特点.

由(2.4)的定义,我们用新定义的内积把留数写为(2.9).文中指出,由(2.7-8)朗斯基行列式涉及表面项的贡献.

(2.10)

把$$x\to +\infty$$的积分路径扭转到$$x\to -\infty$$,其中$$a$$为势场的间断点.如果上述做法成立,那么因为QNM在空间坐标无穷大处发散,则解析延拓到空间坐标为负无穷大处必然收敛.在此路径下(2.8)的第二项没有贡献,可以写为(2.10)的形式.

我们把在实轴$$x>a$$处的解$$f$$在复平面上做解析延拓.因为势场为零,(2.3)上方给出的渐进形式正是问题的精确解,它是平面波形式$$f(\omega_j,x)\propto g(\omega_j,x)=\exp[i\omega_j x]$$.它显然并不包含任何奇性.因为准正模式按(2.12)下方的约定$$\mathrm{Re}\omega_j>0$$,故在$$x$$的实轴上方的区域$$i\omega_j x$$的实部小于零,按约当引理,(2.10)在大圆上的积分部分贡献为零.

在实际应用中,前半段积分以真实波函数相关的被积函数,完成积分$$\int_0^a dx$$,接着以$$x>a$$处的波函数为被积函数完成后半段路径积分$$\int_a^{-\infty} dx$$.

(2.11)

这就是格林函数的三种不同贡献的和,并把其中的QNM用(2.9)表达出来而已.

(2.12)

比较(2.11)等式右边的第一项.注意前面的系数$$i$$和分母上的$$\omega_j$$(文中有typo)的乘积在$$\omega_j\to -\omega_j^*$$后变为复共轭,而同样分子上的指数形式$$e^{-i\omega_j t}$$在这个变换下变为复共轭,故(2.11)等式右边第一项整体变换为复共轭,故最后结果就是实部的两倍.这与(2.11)是实数函数之事实自洽.

这个式子下面的结果$$\partial_t G(x,y;t=0^+)=\delta(x-y)$$的讨论参见之后(3.5)的笔记.

(2.13ab)

这部分关于$$f,g$$函数不存在割线的论述,更为仔细分析可参见[http://images.shoutwiki.com/gamebm/e/e9/Newton_JMP_1_319_1960.pdf R.G. Newton, J. Math. Phys.1, 319 (1960)]一文对方程(2.10)在零点处的边界条件(3.3)和无穷远处边界条件(3.4),以及在(3.5)下面的讨论中涉及的函数解析性的严格证明的援引.

没有具体对相关文献展开学习和 验证 ,姑且接受之.

(2.14-15)

首先,我们指出这个结果与之后(2.35-36)中用阶梯势具体推导得到的结果一致.我们引用之后得到的结果
 * $$R=-R'\equiv \frac{A_j}{B_j}=(-1)^2\frac{D_{12}-D_{22}}{D_{11}-D_{22}}\sim \frac{\omega_{j-1}-\omega_j}{\omega_{j-1}+\omega_j}\to -M_{12}$$.

其中注意到$$D_{11}=\left.I'(a_j,x)\right|_{a_j=a,x=a^+}=S'(a^+)$$, $$D_{12}=-S'(a^+)$$, $$D_{22}=-S'(a^-)=-[S'(a^-)]^*$$.

更严格的,这个结果与WKB近似有关,但是,如文中所述,它并非WKB的推论,而是WKB不再成立的位置.我们 讨论 如下.参考Berry的文献的讨论,这里的(2.15)正是文献中的(2.8),它可以由比如超几何势场的严格解,文献中(2.4)取间断势极限而来.但是因为这个结果不依赖与$$\hbar$$,所以它不可能在$$\hbar\to 0$$时得到$$R\to 0$$经典极限,即文献中(2.5).后者对应在波动解,即粒子能量大于势场时,粒子总能越过势垒.而文献中(2.6-7)总能得到上述极限.这说明取极限的顺序至关重要.

文中在(2.14)上方给出的波函数形式$$\tilde{\phi}(x)=\exp[iS(x)]=\exp\left[i\int^x p(x')dx'\right]$$与WKB的一般形式,比如上述文献中(2.14)的形式$$\tilde{\phi}(x)=\left(\frac{p_1}{p(x)}\right)^{1/2}\exp\left[i\int^x p(x')dx'\right]$$比较,并参考(2.14)的推导过程,特别是文章中的(2.19)与(2.21),我们发现这里文中给出的是最低阶的结果.

实际上,更重要的是,(2.15)的结果是在一般的.首先,阶梯势情况下的推导可以被推广到任意在间断点两侧适用WKB近似的情况.第二,如果势场是连续的,而势场的某个导数不连续其最低阶为$$m$$,那么(2.15)的分子就不为零.数学上,可以再次参考上述文献的(2.19-21),注意到(2.21)是将(2.20)做一次迭代后得到的.如果我们先把根号展开到一阶,然后反复迭代,我们有
 * $$S'(x)\sim \pm\left[\frac{p(x)}{\hbar}\left(1+\frac{i\hbar^2S''(x)}{2p^2(x)}\right)\right]$$
 * $$\sim \pm\left[\frac{p(x)}{\hbar}+\frac{i\hbar}{2p(x)}S''(x)\right]$$
 * $$\sim \pm\left[\frac{p(x)}{\hbar}+\frac{i\hbar}{2p(x)}\left[\frac{p'(x)}{\hbar}+\frac{i\hbar S'''(x)}{2p(x)}\right]\right]$$
 * $$\sim \pm\left[\frac{p(x)}{\hbar}+\frac{ip'(x)}{2p(x)}+\frac{(i\hbar)^2 }{(2p(x))^2}S'''(x)\right]$$
 * $$\sim \pm\left[\frac{p(x)}{\hbar}+\frac{ip'(x)}{2p(x)}+\frac{(i\hbar)^2 }{(2p(x))^2}\left[\frac{p(x)}{\hbar}+\frac{i\hbar S''(x)}{2p(x)}\right]\right]$$
 * $$\sim \pm\left[\frac{p(x)}{\hbar}+\frac{ip'(x)}{2p(x)}+\frac{(i\hbar)^2 p(x)}{(2p(x))^2\hbar}+\frac{(i\hbar)^3 }{(2p(x))^3}S''(x)\right]$$

其中,对给定的$$\hbar$$阶,我们忽略了一些不占主导的高阶导数项.不难发现,第$$n$$阶的项对应$$\frac{i(i\hbar)^{n-1} p^{(n)}}{(2p)^n}$$,其中$$p=\hbar k$$,故势场在第$$m$$阶的不连续性就体现在$$p$$的不连续中,这样(2.15)分子的确不为零,它正比于$$\frac{\hbar^{m-1}p^{(m)}}{p^m}=\frac{k^{(m)}}{k^m}$$. 因此,我们从数学上证明了只要势场在某阶导数有间断,而在间断点两侧WKB近似适用,那么(2.15)的分子就不为零.

从物理上说,即便当势场连续,但势场的导数存在不连续性时,WKB近似不成立,这对应着在间断点从某方向入射的波函数会在该点被部分反射.如果势场是连续的,任何点的反射系数都趋于零,尽管对有限空间尺度积分后反射波仍会出现.

(2.16-17)

这里首先要指出的是,我们通过分别在两端满足边界条件的WKB解,利用(2.3)来构造频率空间的格林函数.其中涉及到我们把结果通过(2.15)定义的反射系数$$R$$来表达出来.这里还有两个细节.第一是,考虑定义域$$0\le y\le a \le x$$中用于构造格林函数的两个函数,$$f(\omega,y)$$和$$g(\omega,x)$$,线性无关的,否则(2.3)分母为零.换言之,如将$$f(\omega,y)$$用波函数连接条件推广到$$x>a$$的区域,对应的函数不可能与$$g(\omega,x)$$成正比.比如,这两个函数与后面(2.34)在间断点的连接条件毫无关系,而是与(2.40-41)的关系类似.实际上,他们分别是由各自的边界条件决定的,它们线性相关正是QNM的条件.第二是,(2.15)与势场间断点两端的具体函数形式无关,只要两侧的函数都可以向各自方向用WKB方法来近似,那么(2.15)意味着$$R=\frac{k_y-k_x}{k_y+k_x}$$.

具体的 推导 如下. 波函数的边界条件在文中(2.3)上方给出讨论. 在间断点左边的波函数我们从零点出发,利用WKB近似给出点,而为了满足零点的边界条件,即函数为零导数为1.在相差到一个无关的归一常数$$A$$的情况下,我们有
 * $$f(\omega,y)=\frac{A}{2i}\exp[iI(0,y)]-\exp[-iI(0,y)]=A\sin[I(0,y)]$$

这样它的导数为
 * $$f'(\omega,y)=\frac{A k_y}{2}\exp[iI(0,y)]+\exp[-iI(0,y)]$$

而在间断点右侧的波函数为
 * $$g(\omega,x)=B\exp[iI(a,x)]$$

其导数为
 * $$g'(\omega,x)=ik_x B\exp[iI(a,x)]$$

为了计算朗斯基行列式,我们考虑位置$$x=y=a$$.在空间任何其他位置计算朗斯基行列式都需要把波函数推演过间断点,但由于朗斯基行列式不是位置坐标的函数,我们可以选取上述位置使得计算最为简便.易得
 * $$W=gf'-fg'=\frac{Ak_y}{2}(\exp[iI(0,a)]+\exp[-iI(0,a)])B\exp[iI(a,a)]-\frac{A}{2i}(\exp[iI(0,a)]-\exp[-iI(0,a)])iBk_x\exp[iI(a,a)]$$
 * $$=AB\left(\frac{k_y-k_x}{2}\exp[iI(0,a)]+\frac{k_y+k_x}{2}\exp[-iI(0,a)]\right)

=AB\frac{k_y+k_x}{2}\left(R\exp[iI(0,a)]+\exp[-iI(0,a)]\right) =AB\sqrt{\frac{k_y}{k_x}}\frac{\sqrt{k_yk_x}}{1+R}\left(R\exp[iI(0,a)]+\exp[-iI(0,a)]\right)$$ 其中等式的最后两步利用了反射系数$$R$$的具体形式. 这样再考虑到(2.3)分子就是
 * $$f(\omega,y)g(\omega,x)=AB\sin[I(0,y)]\exp[iI(a,x)]$$

略去比值$$\sqrt{\frac{k_y}{k_x}}$$后即得(2.16)给出的结果.

(2.18)

文中从(2.14)开始讨论这里在大圆上的积分,大圆从实轴下方绕行.这个讨论分两部分.第一部分,粗略的讨论,是考虑大圆上积分角度$$\pi<\theta<2\pi$$并不趋近于实轴条件下的积分贡献.这时只需考虑被积函数即频率域的格林函数在乘以因子$$e^{-i\omega t}$$后即(2.18)的渐进行为.因为当(2.18)趋于零时,必然以指数形式趋于零,故积分贡献为零意味着被积函数指数的实部小于零.具体见下面笔记的分析.第二部分,是考虑大圆积分角度接近实轴条件下的积分贡献.与约当引理证明关键部分涉及的问题类似,这里的被积函数并不以指数形式趋于零,积分贡献为$$0\cdot\infty$$型.同时,如文中指出,这时按(2.22)或者Fig.3,这里正是QNM存在的区域.

首先注意到,在分母上,注意到按(2.21)上方讨论给出的,这时$$R\sim A\omega^{-q}$$以幂函数形式趋于零.但若与指数发散的项相乘,最终贡献仍被指数贡献所主导. 具体的,将(2.16)分子中的$$\sin$$也写成指数形式,分子和分母中求和的项之间都保留指数上实数部分为正的项,即贡献最大的项.注意大圆在实轴下面绕行,$$\omega$$的虚部为负以及(2.17)和关系$$0<y<a<x$$,即观测者$$x$$在星体边界$$a$$以外.

这样分母上两项之和中第二项$$Re^{iI(0,a)}=Re^{i\omega a}$$的贡献显然占主导.类似的分子上贡献最大的部分是$$\frac{1}{2i}(1+R)e^{i\omega y}e^{i\omega(x-a)}$$. 注意到$$k\to \omega$$,并将分子分母中的指数部分整理在一起,除了一些不重要的常数外,即得(2.18).

所以,对第一部分的粗略讨论,只要时间适当的大,在大圆上的贡献趋于零.

(2.21)

这个结果来自文中给出的近似关系$$R\sim A\omega^{-q}$$,其中$$q=p+2$$而$$p$$是势场不连续的阶数.

注意到由(2.15)的讨论,在势场的某阶导数出现不连续性时,(2.15)的分子不为零,即$$R$$有限.具体的,假设最低的不连续阶数为$$p$$,在$$\omega$$很大时, 它正比于$$\frac{k^{(p)}(x)}{k^p(x)}\sim \frac{d^p V(x)}{dx^p}\frac{1}{\omega^2}\frac{1}{k^p(x)}\sim A\omega^{-p-2}$$.

(2.22)

由(2.21)出发,注意到$$A<0$$,$$A=-(-A)=e^{i\pi}(-A)$$我们有
 * $$e^{-2i\omega a}=e^{i\pi}(-A)\omega^{-q}e^{-i2\pi j}$$
 * $$-2i\omega a=i\pi+\ln(-A)-q\ln\omega-i2\pi j$$
 * $$\omega a =\pi j+i[\ln (-A)]/2 -iq[\ln\omega]/2-\pi/2$$
 * $$\omega a \sim \pi j+i[\ln (-A)]/2 -iq[\ln(\pi j)-\ln a]/2-\pi/2$$
 * $$\omega a \sim \pi \left(j-\frac12\right)+i[\ln (-Aa^q)]/2 -iq[\ln(\pi j)]/2$$

除了一个半整数外,此即(2.22),其中最后一步近似结果通过迭代之前结果得到.因为在$$j$$很大时,$$\omega$$的实部占主导,虚部最大的贡献来自与$$a$$有关的项.QNM的具体位置可形象的参见Fig.3.

(2.23)

这里开始讨论第二部分,即在$$\Delta\theta\sim \ln C/C$$角度上大圆积分的贡献.

注意到,如果在小角度上不存在奇点,那么只要按类似约当引理的证明,即可得到在实轴附近大圆上积分贡献趋于零的结论.而实际上,由(2.22)知,QNM的奇点在$$j\to +\infty$$的极限下实部与虚部同时区域无穷,其比例正大致为$$j:\ln j$$.这就是上述角度$$\Delta\theta\sim \ln C/C$$的由来.

由此,我们考虑$$\omega$$在上述方向上趋于无穷.注意到积分路径在奇点$$\omega_j$$以外,但大致为$$\omega_j$$的幅角方向.这样(2.16)的分母因子(2.21)并不为零,借鉴(2.22)的结果,对分母我们可以在(2.21)中代入$$\omega \to C\omega_j$$.这样,与之前的结果类似,(2.21)等式左边第二项远大于第一项,给予保留.我们注意到对$$\omega \to C\omega_j$$的替换,除了对(2.16)的分母有上述影响外,取$$\omega \to C\omega_j$$相当于直接在(2.22)中做替换$$j \to Cj$$,这又等价于在(2.16)中(在保留分母的相关项后)直接取$$\omega \to \omega_j$$.这时,我们并不具体使用(2.22),而利用(2.21)的关系$$e^{-2i\omega a}=-A\omega^{-q}\sim -R$$并注意到取模,这样我们得到
 * $$\frac{e^{-i\omega(t-x-y+2a)}}{R\omega}=\frac{e^{-i2\omega a(t-x-y+2a)/2a}}{R\omega}=\frac{(-R)^{(t-x-y+2a)/2a}}{R\omega}=-\frac{(-R)^{(t-x-y)/2a}}{\omega}\to \frac{R^{(t-x-y)/2a}}{|\omega|}\sim \frac{\omega^{-q(t-x-y)/2a}}{|\omega|}$$

易证,对(2.20),我们同样得到(2.23). 另外如果我们在上述基础上做代换$$\omega_j \to C\omega_j$$其中$$C$$为大于1的实数,相当于在最后结果中做代换$$R^C$$,这样对文中的讨论没有影响.

(2.25)

注意到(2.23)即便发散也是幂函数,因此(2.25)中指数的压低因子将使得积分在正(负方向由复共轭对称性不需要)实轴上无限远处为零.

(2.26)

由Fig.4下的说明,积分回路逐一以矩形绕过各个QNM奇点.回路高度取为$$j$$,由(2.22),奇点虚部约为$$\ln j$$,因为对数函数小于线性函数,故上述高度的取法可以确保回路包含由(2.22)决定的奇点.

这样(2.26)的右边第一项就是为了补偿包围QNM奇点的回路积分.

文章进一步指出,势场不含拖尾,故频率域格林函数在虚轴上没有割线,由时域格林函数为实数给出的对称性$$\tilde{G}(-\omega^*)=\tilde{G}(\omega)^*$$,格林函数在虚轴上是实数.积分的另外两端在频率虚部很大时,由类似约当引理的理由为零.而当频率的虚部较小时,被积函数为幂函数,故给出的指数压低因子使得积分为零.

(2.33-34)

本文这一节把讨论推广到黑洞度规的乌龟坐标的情况,即坐标范围为正负无穷大.同时,这里讨论最简单但有意义的情况,阶梯势.

结果(2.34)是对阶梯势波函数具体形式的递归关系.注意到最后的阶梯右端频率域的波函数由(2.33)描述,(2.33)是波函数的一般形式,而利用(2.34)可以由最右端的波函数开始递推得到全部频率域波函数形式.

递推关系满足一般的形式(2.34),这是因为,考虑区域$$a_{j-1}<x<a_{j}$$的波函数$$g_+^{(j-1)}(\omega,x)$$,和区域$$a_{j}<x<a_{j+1}$$的波函数$$g_+^{(j)}(\omega,x)$$的连接条件.由波函数以及其一阶导数连续的条件,我们可以由系数$$(A_{j-1},B_{j-1})$$来表达$$(A_{j},B_{j})$$(如果由最右边的系数来求解左边的系数,则需要上述关系的逆关系).这对应两个方程决定两个待定系数.注意到,在波函数及其导数连续的两个方程中,系数$$(A_{j-1},B_{j-1})$$始终以$$(\exp[iI(a_{j-1},a_j)]A_{j-1},\exp[-iI(a_{j-1},a_j)]B_{j-1})$$的形式出现,而对$$(A_{j},B_{j})$$,因为连续条件出现在波函数的左边界上,在方程组中以自身形式出现.因此最终的关系必然满足(2.34)的形式.

(2.35-36)

我们给出 具体 证明.证明过程本质上就是应用波函数及其导数的连续条件以及反射系数的定义.

我们考虑阶梯势的近似情况,两阶$$M$$矩阵由两个区间内的频率$$\omega_j,\omega_{j-1}$$完全决定.具体的,为方便起见,我们引入下述两阶矩阵$$D$$,
 * $$\left.\frac{d}{dx}{g_+^{(j)}}(\omega,x)\right|_{x=a_j}=D_{11}A_{j}\exp[iI(a_{j},a_j)]+D_{12}B_{j}\exp[-iI(a_{j},a_j)]=D_{11}A_{j}+D_{12}B_{j}$$
 * $$\left.\frac{d}{dx}{g_+^{(j-1)}}(\omega,x)\right|_{x=a_j}=D_{21}A_{j-1}\exp[iI(a_{j-1},a_j)]+D_{22}B_{j-1}\exp[-iI(a_{j-1},a_j)]$$

其中$$D_{11}=i\omega_j, D_{12}=-i\omega_{j}, D_{21}=i\omega_{j-1}, D_{22}=-i\omega_{j-1}$$.

那么用连接条件具体计算不难得到(2.34)中的矩阵元为
 * $$M_{11}=\frac{D_{12}-D_{21}}{D_{12}-D_{11}}, M_{12}=\frac{D_{12}-D_{22}}{D_{12}-D_{11}}, M_{21}=\frac{D_{11}-D_{21}}{D_{11}-D_{12}}, M_{22}=\frac{D_{11}-D_{22}}{D_{11}-D_{12}}$$.

这样,其中对角元$$M_{11}=\frac{D_{12}-D_{21}}{D_{12}-D_{11}}=\frac{\omega_j+\omega_{j-1}}{2\omega_j}\to 1$$,$$M_{22}$$类似. 而非对角元为$$M_{12}=\frac{D_{12}-D_{22}}{D_{12}-D_{11}}=\frac{\omega_j-\omega_{j-1}}{2\omega_j}$$,$$M_{21}$$类似. 对于非对角元,我们需要振幅的比较反射系数.因为波函数的时间因子为$$\exp[-i\omega t]$$,所以$$A_j$$对应右行波,$$B_j$$对应左行波,而注意到,由于两边的势场不同(这里与不对称的势垒穿透不同)从右到左通过势垒和从左到右通过势垒的反射系数并不是一致的.以下我们考虑从右向左入射,从而边界条件为左边没有入射波$$A_{j-1}=0$$的情况.这时$$R\equiv \frac{A_j}{B_j}$$.利用上述结果,可以把$$A_j, B_J$$都用$$B_{j-1}$$来表达,这样
 * $$R'\equiv \frac{A_j}{B_j}=\left(\frac{D_{12}-D_{22}}{D_{12}-D_{11}}\right)/\left(\frac{D_{11}-D_{22}}{D_{11}-D_{12}}\right)=(-1)\frac{D_{12}-D_{22}}{D_{11}-D_{22}}\sim (-1)\frac{\omega_{j-1}-\omega_j}{\omega_{j-1}+\omega_j}=-R\to M_{12}$$,与文中(2.36)一致.注意到等式的倒数第二步的结果与(2.15)一致.注意到其中$$R'$$是从右向左的反射系数,而$$R$$是从左向右的反射系数,差一个负号.

(2.40-41)

这里,(2.40)就是将(2.32-36)的结果从右边第一个阶梯开始反正应用于所有阶梯一直到左边的最后一个阶梯.但是注意到我们在讨论频率趋于无穷情况下的渐进行为,我们可以把矩阵的连续乘积简化.具体的,我们只考虑波函数指数增加的部分,这样只涉及到$$(-R_j)$$的若干次连乘,记为$$R_n$$(按(2.42)的讨论,这个具体系数在后面格林函数的计算中不重要),以及指数上对空间的连续的积分.其结果就是(2.40).

(2.42)

这就是将(2.40-41)代入格林函数的表达式(2.31)即得.注意到因子$$R_1, R_n, g_+(\omega,a_n), g_-(\omega,a_1)$$都被抵消了.而$$I(a_1,a_n)$$来自朗斯基行列式,除了直接利用定义外,注意到它不是坐标$$x$$的函数.

注意到(2.42)与(2.23)的相似性,在$$y\le x$$时,这导致分子部分在下半复平面指数趋于零,积分在大圆上贡献为零. 文中指出,对于在星体外的情况更为复杂,但是关于其收敛性的条件与证明与之前的讨论是类似的.

(3.1)

这里分母中应该是$$\omega_j$$.

(3.4)

这就是从傅里叶变换与格林函数的角度说明任何函数都可以用QNM基展开,从而说明其完备性.

(3.5)

这是数值测试完备性所使用的表达式.在之前(2.12)下方已经给出,即$$\partial_t G(x,y;t=0^+)=\delta(x-y)$$.

首先我们考虑一个行不通的证明过程,我们尝试计算积分
 * $$\int dy \delta(x-y)f_i(y)\to \int dy \partial_t G(x,y;t=0^+)f_i(y)\to \langle\langle \partial_t G(x,y;t=0^+)|f_i(y)\rangle\rangle

=\mathrm{Re}\left[\sum_j \frac{f_j(x)\langle\langle f_j(y)|f_i(y)\rangle\rangle}{\langle\langle f_j|f_j\rangle\rangle}\right]=? f_i(x)$$. 这里,除了(2.8)的第二项的差别外,由于内积(2.8)并没有正交性$${\langle\langle f_i|f_j\rangle\rangle}\ne \delta_{ij}$$.一般意义上的证明思路并不成立.

另外压低因子$$I(\tau)=e^{-\omega\tau}$$在使用留数定理后,对每项求和的形式是(3.2),即$$I_j(\tau)=e^{-\omega_j\tau}$$. 虽然其$$\omega_j$$的虚部为负数,与空间边界上波函数发散相比,是不足道的.

下面,我们对(3.4)以及(3.5)涉及的$$C3$$条件给出 讨论.

从数学上说,这个结论其实可以通过Morse和Feshbach一书P.893的结果严格证明.首先由格林函数的形式解知,这里(3.4)对应其中在初始时刻时格林函数及其时间偏导对全空间的积分的贡献.更重要的是,在一维情况下,格林函数与阶梯函数成正比$$G(x,y;t)\sim H(t-(x-y))$$.值得指出,在三维情况下,格林函数与$$\delta(t-(x-y))$$成正比,这正是经典电动力学中著名的推迟势和超前势的结果,比如参见蔡胜善等所著经典电动力学.我们指出,物理上,这两个结果都不违背与光速有限相联系的因果律.在一维情况下,阶梯函数对时间的偏导正是$$\partial_t G(x,y;t)\sim \delta(t-(x-y))$$,即文中给出的结果$$\partial_t G(x,y;t=0^+)\sim \delta(x-y)$$.

上述结果也可参见这个stackexchange问题的解答,具体计算得到格林函数为阶梯函数,时间偏导为$$\delta(t-(x-y))$$函数,与上述结果完全一致.

另外,通过观察(3.4),在$$y\le x, t\to 0^+$$条件下,格林函数趋于$$G(x,y,0^+)\sim H(0^+-(x-y))\to 0$$,同时$$\partial_t G(x,y;t=0^+)=\delta(x-y)$$.这的确使得等式(3.4)被满足.

最后,我们指出一个相关的事实.参见这个推导(原文地址),波动函数的通解可以通过"无源"的格林函数来表达,形式上仍然满足(3.4).这个结论直接来自上述文献中的(7)与(16),也与之后的(23)一致.但是我们注意到,这里的格林函数的定义(5-7)其实并不涉及"点源",所以虽然结果类似,但推导过程大相径庭.若要把上述两种情况结合起来,那么我们需要把条件$$y\le x$$替换为$$y < x$$,这样,格林函数定义中的"点源"不被涉及,殊途同归于(3.4)也是可以理解的.

(4.1-4)

这是方势垒的QNM的严格解.具体的证明过程实际上与量子力学的有限深势阱非常类似,区别是具体应用时频率可以是复数.下面我们参考苏汝铿量子力学一书(2.4.15)的推导给出这个结果的证明.

首先我们依据一维薛定谔方程必然有确定宇称的解的结论,同样把写成奇偶宇称的形式.对偶宇称,方程的解为

对$$0a$$,$$\Psi(x)\equiv\Psi_2(x)=e^{i\omega (x-\frac{a}{2})}$$,

对$$x<0$$,$$\Psi(x)\equiv\Psi_3(x)=e^{-i\omega (x-\frac{a}{2})}$$.

容易证明上述方程的确对于$$x=\frac{a}{2}$$点为偶函数.我们考虑$$x=a$$处函数及其导数连续的条件,易知这与在$$x=0$$处得到的结果是一致的.

函数和导数连续的条件可以写为$$\left(\ln\Psi\right)'$$连续,即$$\left.\left(\ln\Psi_1(x)\right)'\right|_{x=a}=\left.\left(\ln\Psi_2(x)\right)'\right|_{x=a}$$,容易证明,这意味着$$k\tan b=-i\omega$$,其中$$b=\frac{ka}{2}$$.利用$$\tan x=i\frac{1-e^{2ix}}{1+e^{2ix}}$$,我们得到$$\omega=\frac{e^{2ix}-1}{e^{2ix}+1}k$$,代入计算$$\frac{\omega-k}{\omega+k}$$不难得到$$\left(\frac{\omega-k}{\omega+k}\right)^2=e{-4ix}=e^{2ika}$$,此即(4.4).

不难证明对于奇宇称的情况,我们类似的有$$\omega=\frac{e^{2ix}+1}{e^{2ix}-1}k$$,所以同样得到(4.4).

(4.5)

这个表达式就是完备性的数值验证的基础.具体参见之前笔记关于(3.5)的讨论.

(4.7-8)

首先(4.7)即直接利用之前(2.14)下方WKB近似的结果,与之前(2.23)推导的思路类似,直接利用(2.22)的结论即得.

而(4.8)的推导不妨考虑到(2.8)中路径积分采用合适的路径后具有(2.9)的形式,我们忽略积分在势场最后一个间断点$$a$$之后的贡献.作为一个大致的估计,我们将间断点$$x=a$$波函数$$f(x)\sim e^{ikx}$$的数值来取代积分结果.这样近似后我们自然的得到(4.8).

这样,分子分母在$$j\to \infty$$时的发散的发散形式类似,最坏的情况下分子的发散的形式为$$(j\pi)^{2q}$$,分母为$$(j\pi)^{q}$$,故两者的比值发散.压低因子为指数形式压低,故可以很好的使得最后的结果收敛.

本文档除了包括推导, 疑惑 外,做 读书重点 的记录 $$$$

Late-time tails in gravitational collapse of a self-interacting massive scalar-field and decay of a self-interacting scalar hair, gr-qc/9801059, by Shahar Hod and Tsvi Piran
这篇文章是有质量标量场拖尾的经典之作.主要结果是对有质量的粒子,格林函数含有顶点在实轴上的两根割线,最简单的计算方法是把两个的连接割线在实轴上连接起来.这样得到拖尾,既有幂函数衰减因子,又因为虚部为零,函数纯震荡因子.

(23)

注意到对频率$$\omega$$割线是由中间变量$$\varpi= \sqrt{m^2 - \omega^2}$$导致的,显然后者本身就具有割线.只有其偶数次方割线消失. 进一步由于,频率以$$\omega^2$$的形式进入表达式,其$$2\pi$$幅角只有一半是有意义的,我们不妨仅讨论$$(-\pi/2,\pi/2)$$幅角范围内的结果. 这样定义的函数在虚轴的右边,虚轴的左边的函数值按原点反射对称,虚轴上函数值亦对原点对称. 但注意到复变函数在割线以外的全部空间都是连续可导的,并不依赖与上述幅角的选取.故在虚轴上也是连续可导的. 这也是在(24-25)中只需要考虑变换$$\varpi\to \varpi e^{i\pi}$$的原因.

显然割线的起点$$\omega^2=m^2$$的位置是$$\omega =\pm m$$. 因此,最方便的割线的取法是利用上述反演对称把割线取在实轴上. 而任何其他取法割线若满足镜像对称性都会在虚轴上镜像的跳跃,带来不便. 但是并不排除在两个区域选择不同的割线路径,比如让割线关于虚轴对称且在实轴上光滑连接. 因为割线贡献主要是要计算函数在割线两端的跳跃,而把割线放在紧贴实轴的下方,按文中的讨论,显然是最为方便的.

(24-25)

这里的结果与其他类型拖尾计算有一个相同的特征,即$$\tilde \psi_1$$没有奇性,$$\tilde \psi_2$$具有奇性,且其割线对拖尾负责.

具体计算较为琐碎但并不困难,从(19-20)得到(21-22)的形式是利用了河流超几何函数的前两个自变量都是非负整数且第一个自变量是第二个自变量的一半的特殊值. 我们利用(21-22)的具体形式,贝塞尔函数的展开式和$$\Gamma$$函数的奇性来讨论.注意后者在当前问题中并没有贡献任何奇性,只是用于确认.

对于$$\tilde \psi_1$$,(21)中带有奇性的因子$$\left(\frac12\varpi\right)^{-\left(l+\frac12\right)}$$正好抵消了展开式
 * $$\sum\limits_{m=0}\frac{1}{m!\Gamma\left(m+l+\frac32\right)}\left(\frac{\varpi r}{2}\right)^{2m+l+\frac12}$$

中每一项的同样带有奇性的因子$$\left(\frac{\varpi r}{2}\right)^{2m+l+\frac12}$$,得到没有奇性的$$\left(\frac{\varpi}{2}\right)^{2m}=\left(\frac{m^2-\omega^2}{2}\right)^{m}$$.具体的
 * $$\tilde \psi_1=\frac12{Ar^\frac12 \Gamma\left(l+\frac32\right)}\left(\frac12\varpi\right)^{-\left(l+\frac12\right)}I_{l+1/2}(\varpi r)

=\frac12{Ar^\frac12 \Gamma\left(l+\frac32\right)}\left(\frac12\varpi\right)^{-\left(l+\frac12\right)}\sum\limits_{m=0}\frac{1}{m!\Gamma\left(m+l+\frac32\right)}\left(\frac{\varpi r}{2}\right)^{2m+l+\frac12} =\frac12{Ar^{l+1} \Gamma\left(l+\frac32\right)}\sum\limits_{m=0}\frac{1}{m!\Gamma\left(m+l+\frac32\right)}\left(\frac{\varpi r}{2}\right)^{2m}$$.

对于$$\tilde \psi_2$$,它是两项贡献之和,分子部分,第一项除了一些系数外与$$\tilde \psi_1$$完全类同,没有奇性,而第二项最后的求和带有奇性
 * $$\sum\limits_{m=0}\frac{\left(\frac{r}{4}\right)^{2m-l-\frac12}}{m!\Gamma\left(m-l+\frac12\right)}\left(\frac{\varpi}{2}\right)^{2m-2l-1}$$

来自最后指数上的$$(-1)$$. 具体的
 * $$\tilde \psi_2=\pi^{-\frac12}Br^\frac12 \left(2\varpi\right)^{-\left(l+\frac12\right)}K_{l+1/2}(\varpi r)

\pi^{-\frac12}Br^\frac12 \left(2\varpi\right)^{-\left(l+\frac12\right)}\frac{\pi}{2}\frac{I_{-l-1/2}(\varpi r)-I_{l+1/2}(\varpi r)}{\sin \left(l+\frac12\right)\pi} =(-1)^l\frac12\pi^{\frac12}Br^\frac12 \left(2\varpi\right)^{-\left(l+\frac12\right)}\left(\sum\limits_{m=0}\frac{1}{m!\Gamma\left(m-l+\frac12\right)}\left(\frac{\varpi r}{2}\right)^{2m-l-\frac12}-\sum\limits_{m=0}\frac{1}{m!\Gamma\left(m+l+\frac32\right)}\left(\frac{\varpi r}{2}\right)^{2m+l+\frac12}\right)$$
 * $$=(-1)^l\frac12\pi^{\frac12}Br^\frac12 \left(\frac{r}{4}\right)^{\left(l+\frac12\right)}\left(\sum\limits_{m=0}\frac{1}{m!\Gamma\left(m-l+\frac12\right)}\left(\frac{\varpi r}{2}\right)^{2m-2l-1}-\sum\limits_{m=0}\frac{1}{m!\Gamma\left(m+l+\frac32\right)}\left(\frac{\varpi r}{2}\right)^{2m}\right)

$$.

由上述分析(24)是显然的,而(25)注意到$$\varpi\to \varpi e^{i\pi}$$后,$$\left(\frac{\varpi}{2}\right)^{2m-2l-1}\to \left(\frac{\varpi}{2}\right)^{2m-2l-1}e^{\pi i (2m-2l-1)}=-\left(\frac{\varpi}{2}\right)^{2m-2l-1}$$. 这样上述变换使得$$\tilde \psi_2$$分子部分的与$$\tilde \psi_1$$成正比的一项不变,另一项反号,并注意到分母$$\sin \pi\left(l+\frac12\right)=(-1)^l$$. 具体的,整理后$$\tilde \psi_1$$前的系数是
 * $$2\times(-1)\times\frac{(-1)^l\frac12\pi^{\frac12}Br^\frac12 \left(\frac{r}{4}\right)^{\left(l+\frac12\right)}}{\frac12{Ar^{l+1} \Gamma\left(l+\frac32\right)}}

=\frac{2(-l)^{l+1}\pi^\frac12 Br^\frac12 r^{l+\frac12} 2^{-2\left(l+\frac12\right)}}{Ar^{l+1}\Gamma\left(l+\frac32\right)} =\frac{B}{A}\frac{\pi^\frac12(-1)^{l+1}2^{-2l}}{\Gamma\left(l+\frac32\right)}$$. 此即(25).

(26-27)

这由(24-25)是显然的.最后得到(29).

(28)

按arXiv:gr-qc/9507035一文(4.13)的讨论,这里的朗斯基行列式不是自变量的函数.故我们可以在极限$$\varpi r\to 0$$下计算朗斯基,而所得的结果必然是一般的.

具体的,在极限$$\varpi r\to 0$$下,我们把贝塞尔函数的展开式取$$\varpi r$$最低阶(为负)贡献时朗斯基行列式的近似结果. 这样,按(12),近似的取$$r\sim r_*=y$$,注意到等式右边第一项比第二项贡献要高一阶,故只需取第一项.具体的,我们有
 * $$\tilde \psi_1 \sim \frac12{Ar^{l+1} \Gamma\left(l+\frac32\right)}\left.\frac{1}{m!\Gamma\left(m+l+\frac32\right)}\left(\frac{\varpi r}{2}\right)^{2m}\right|_{m=0}

=\frac12{Ar^{l+1} \Gamma\left(l+\frac32\right)}\frac{1}{\Gamma\left(l+\frac32\right)} =\frac12{Ar^{l+1}}$$
 * $$\tilde \psi_{1,r} \sim \frac12{Ar^{l+1} \Gamma\left(l+\frac32\right)}\left.\frac{2m \left(\frac{\varpi}{2}\right)\left(\frac{\varpi r}{2}\right)^{2m-1}}{m!\Gamma\left(m+l+\frac32\right)}\left(\frac{\varpi r}{2}\right)^{2m}\right|_{m=1}

=\frac12{Ar^{l+1} \Gamma\left(l+\frac32\right)}\frac{2m \left(\frac{\varpi}{2}\right)\left(\frac{\varpi r}{2}\right)}{\Gamma\left(l+\frac52\right)}\left(\frac{\varpi r}{2}\right)^{2}$$
 * $$\tilde \psi_2\sim (-1)^l\frac12\pi^{\frac12}Br^\frac12 \left(2\varpi\right)^{-\left(l+\frac12\right)}\left.\left(\sum\limits_{m=0}\frac{1}{m!\Gamma\left(m-l+\frac12\right)}\left(\frac{\varpi r}{2}\right)^{2m-l-\frac12}-\sum\limits_{m=0}\frac{1}{m!\Gamma\left(m+l+\frac32\right)}\left(\frac{\varpi r}{2}\right)^{2m+l+\frac12}\right)\right|_{m=0}

=(-1)^l\frac12\pi^{\frac12}Br^\frac12 \left(2\varpi\right)^{-\left(l+\frac12\right)}\left(\frac{1}{\Gamma\left(-l+\frac12\right)}\left(\frac{\varpi r}{2}\right)^{-l-\frac12}-\frac{1}{\Gamma\left(l+\frac32\right)}\left(\frac{\varpi r}{2}\right)^{l+\frac12}\right) \sim (-1)^l\frac12\pi^{\frac12}Br^\frac12 \left(2\varpi\right)^{-\left(l+\frac12\right)}\frac{1}{\Gamma\left(-l+\frac12\right)}\left(\frac{\varpi r}{2}\right)^{-l-\frac12}$$
 * $$\tilde \psi_{2,y}\sim (-1)^l\frac12\pi^{\frac12}Br^\frac12 \left(2\varpi\right)^{-\left(l+\frac12\right)}\left.\left(\sum\limits_{m=0}\frac{(2m-l-\frac12)\left(\frac{\varpi }{2}\right)\left(\frac{\varpi r}{2}\right)^{2m-l-\frac32}}{m!\Gamma\left(m-l+\frac12\right)}\left(\frac{\varpi r}{2}\right)^{2m-l-\frac12}-\sum\limits_{m=0}\frac{(2m+l+\frac12)\left(\frac{\varpi }{2}\right)\left(\frac{\varpi r}{2}\right)^{2m+l-\frac12}}{m!\Gamma\left(m+l+\frac32\right)}\left(\frac{\varpi r}{2}\right)^{2m+l+\frac12}\right)\right|_{m=0}$$
 * $$\sim (-1)^l\frac12\pi^{\frac12}Br^\frac12 \left(2\varpi\right)^{-\left(l+\frac12\right)}\left.\frac{(2m-l-\frac12)\left(\frac{\varpi }{2}\right)\left(\frac{\varpi r}{2}\right)^{2m-l-\frac32}}{m!\Gamma\left(m-l+\frac12\right)}\left(\frac{\varpi r}{2}\right)^{2m-l-\frac12}\right|_{m=0}

=(-1)^l\frac12\pi^{\frac12}Br^\frac12 \left(2\varpi\right)^{-\left(l+\frac12\right)}\frac{(-l-\frac12)\left(\frac{\varpi }{2}\right)\left(\frac{\varpi r}{2}\right)^{-l-\frac32}}{\Gamma\left(-l+\frac12\right)}\left(\frac{\varpi r}{2}\right)^{-l-\frac12}$$ 因此
 * $$W \sim \psi_1(r) \psi_{2,y}(r)

=(-1)^l\frac14 \pi^\frac12 AB (-2l-1)\frac{\varpi^{-2l-1}}{\Gamma\left(-l+\frac12\right)} =-\frac14 \pi^{-\frac12} AB (2l+1){\Gamma\left(l+\frac12\right)}{\varpi^{-2l-1}}$$ 其中第一步等式主要就是代数运算,但注意到其中对$$r$$的依赖是完全抵消干净的,这也是朗斯基行列式的基本性质.第二步等式利用了$$\Gamma$$函数的性质
 * $$\Gamma\left(-l+\frac12\right)\Gamma\left(l+\frac12\right)=\frac{\pi}{\sin\left(-l+\frac12\right)}=\frac{\pi}{(-1)^l}$$.

(29)

对这个积分本文只讨论了两种极限情况(30)和(34),显然其中的$$\tilde \psi_1$$在$$\omega=\pm m$$位置都没有奇性,这可以追溯到(24)的展开式,由之前的讨论知道,割线对应的项是$$\left({m^2-\omega^2}\right)^{m}$$,它在割线的顶点$$\omega=\pm m$$处为零,没有任何奇性.

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Asymptotic power-law tails of massive scalar fields in Reissner-Nordstrom background, arXiv:gr-qc/0012022v2, by Hiroko Koyama and Akira Tomimatsu
本文讨论了RN黑洞背景下有质量标量场的拖尾. 这篇文章有两个做法得到学习.

第一是(17)的形式.这里求拖尾所需的割线的贡献归结到波函数的系数中去,注意到在公式中$$\alpha,\beta,\tilde\psi_2$$都含有奇性(割线),只有$$\tilde\psi_1$$不含奇性.

第二是,文中这里把主方程按近区(靠近视界的区域)和远区(远离视界的区域)分开讨论. 注意到所以视界附近向左入射波的初始条件只能在近区在远区度规主方程的解中得到体现,而在远区主方程的解中一般不再表现为向左入射波. 所以,必须在两边分别求得满足正确的物理边界条件的齐次方程的解,然后通过"匹配"条件(43-44)来求得割线.

(15)

由(14),$$\tilde \psi_{2}$$中的$$\tilde \psi_{1}$$部分按定义对朗斯基行列式没有贡献,$$\tilde \psi_{1}^*$$部分对乌龟坐标的导数产生一个额外负号$$(-1)(-i\omega)$$,即得(15).

注意到这个计算的结果应该与坐标无关,且可以在任何坐标点计算.但是我们不能用(13)来计算,因为(13)与(12)是在不同坐标位置的渐进行为,但朗斯基行列式必须在同一坐标点计算.

(17)

这里的分母部分就是朗斯基行列式(15),而分子部分略去了(14)右边第二式与(12)的乘积.这是因为$$\tilde \psi_{1}$$并不含有割线(原因不明),而$$\beta$$中可能含有的割线与分母抵消了,所以这部分对于拖尾没有贡献.

另外,$$\tilde \psi_{1}$$仅仅是波函数在空间无穷远处的渐进形式,因此,我们不能推知$$\tilde \psi_{1}\tilde \psi_{1}^*=1$$,但重要是上述波函数乘积没有割线,对拖尾结果不产生影响.

我们注意到$$\tilde \psi_{2}$$的割线的存在,其渐进行为满足外行波边界条件的讨论可以参见arXiv:gr-qc/9507035v1一文(5.2)的笔记. 而按上文中的特例,$$\tilde \psi_{2}$$为第一类汉克函数,它在无穷远处满足向右外行波的边界条件(这与本文(13)并不完全一致,虽然,注意到$$\varpi$$在高频时是虚数,的确是行波)它的复共轭即第二类汉克函数,满足向左外行波的边界条件(这与本文的(12)一致).但是另一方面,波函数在频率空间的割线的存在与空间无穷远处的渐进行为是独立的,它可由对频率的级数展开形式决定(具体操作中,这是因为慢慢每个展开项的割线形式都是一致的.)因此上述讨论并不能由$$\tilde \psi_{2}$$是有割线的波函数的渐进形式来推知"某波函数的渐进行为是$$\tilde \psi_{2}$$的复共轭因此也存在割线"的结论,或者与之类似的结论.

我们指出,在文章涉及的一些一般结论的证明,并不清楚.但是通过特殊例子来理解上述结论是可行的.具体讨论可参见arXiv:gr-qc/9507035v1一文的笔记.

(43-44)

这个"匹配"条件的证明并没有重复,具体推导可参见arXiv:gr-qc/0103086v2一文(32)的推导.

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Asymptotic tails of massive scalar fields in Schwarzschild background, arXiv:gr-qc/0103086v2, by Hiroko Koyama and Akira Tomimatsu
本文推导的思路与一文非常类似,这里的笔记只是给出近区与远区波函数间"匹配"条件的具体推导.

(32)

我们把近区波函数$$\tilde\psi_1$$的渐进展开形式(27)与远区波函数$$\tilde\psi_2$$的渐进展开形式(31)利用(16)的关系匹配起来,就能得到(32).

具体,我们把(27)和(31)写为
 * $$\tilde\psi_1=a_1x^{\mu+\frac12}+b_1x^{-\mu+\frac12}$$
 * $$\tilde\psi_2=a_2x^{\mu+\frac12}+b_2x^{-\mu+\frac12}$$

代入(16),并匹配系数,我们得到代数方程
 * $$\alpha a_1+\beta a_1^*=a_2$$
 * $$\alpha b_1+\beta b_1^*=b_2$$

解出$$\alpha, \beta$$
 * $$\alpha =-\frac{a_2b_1^*-b_2a_1^*}{a_1b_1^*-b_1a_1^*}$$
 * $$\beta =-\frac{a_2b_1-b_2a_1}{a_1^*b_1-b_1^*a_1}$$

并取比值,我们得到
 * $$\frac{\alpha}{\beta}=-\frac{a_2b_1^*-b_2a_1^*}{a_2b_1-b_2a_1}$$

最后注意到按(27)和(31)的具体形式,$$a_1, b_1$$是复数,$$a_2, b_2$$是实数.

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Slowly decaying tails of massive scalar fields in spherically symmetric spacetimes, arXiv:gr-qc/0112075v2, by Hiroko Koyama, Akira Tomimatsu
这里,两位作者继续了Hod的工作,讨论了有限质量标量场的扰动拖尾的晚期特性. 基于作者之前对特殊度规的具体计算,本文专注于讨论一般的球对称度规. 在一定的条件下,他们的结论是震荡形式的时间幂次依赖仍然为$$t^{-5/6}$$. 与特殊度规讨论不同,一般情况下只能给出远区近似度规的通解,而无法得到视界附近有效势的通解. 所以视界附近向左入射波的初始条件在远区度规的主方程中一般并不表现为向左入射波,只能形式上写成两个无割线解的线性组合形式. 第一篇工作arXiv:gr-qc/0012022v2讨论了RN黑洞背景下有质量标量场的拖尾,第二篇arXiv:gr-qc/0103086v2讨论了史瓦西黑洞背景下有质量标量场的拖尾,而本文把结果推广到一般球对称情况. 这三篇文章在导出波函数后,讨论拖尾时采用的技术技巧是完全一样的.

(24)

注意到这里的主方程与Hod一文不同,自变量为$$x=2\varpi r$$下,方程的势场中含有额外的$$\frac{\kappa}{x}$$,它的通解是Whittaker函数,同样与合流超几何函数有关. 但是,其通解仅仅在特殊情况下才会与贝塞尔函数有关,后者有多项式展开形式.

注意到在$$\kappa=0$$时,相关函数回到Hod一文所涉及的函数的形式.

(30-31)

这里我们仅给出粗糙的分析,即通过$$\kappa=0$$时的特例来确认(30-31)的正确性.

我们知道$$\kappa=0$$时,通过贝塞尔函数的展开形式,我们知道合流超几何函数$$M$$是没有割线的,但$$U$$存在割线(具体参见Hod一文的笔记). 前者正比于Whittaker函数$$M_{\kappa,\lambda}$$,后者正比于前者正比于Whittaker函数$$W_{\kappa,\lambda}$$.

因为$$\tilde\psi_2$$存在割线,故可正比与Whittaker函数$$W_{\kappa,\lambda}$$. 而$$\tilde\psi_1$$没有割线(这里作为出发点,具体证明不清楚),所以要正比于满足物理边界条件的Whittaker函数$$M_{\kappa,\pm\lambda}$$的线性组合. 但是,注意到Whittaker函数与合流超几何函数的关系,其比例系数中的因子$$x^{\left(\pm\lambda+\frac12\right)}$$是带有割线的,所以必须被除掉. 显然,系数$$(a,b)$$满足这个条件.

另外,我们指出这里的分析与数学更为简单一些的arXiv:gr-qc/9507035和arXiv:gr-qc/9801059两篇文章有很多类似之处. 一方面,我们用割线端点附近的展开形式来讨论波函数的奇性.值得指出的是,与上述文章不同,由合流超几何函数的展开式知道,在$$\varpi\sim 0$$附近的割线性质并不是函数全局的一般特性,文章中用到的割线积分仅仅割线端点处近似成立. 另一方面,这里给出的解在物理上满足正确的外行波边界条件是由合流超几何函数在自变量趋于无穷时的渐进行为决定的.

(32-34)

我们尝试给出具体计算如下.

我们先给出波函数,然后计算朗斯基行列式,接着讨论分子部分,最后回顾整体的结果.

按arXiv:gr-qc/9507035一文(4.13)的讨论,这里的朗斯基行列式不是自变量的函数.故我们可以在极限$$\varpi r\to 0$$下计算朗斯基,而所得的结果必然是一般的. 我们利用Whittaker函数和合流超几何函数的关系,以及合流超几何函数的两个形式$$U$$和$$M$$间的关系,以及后者按自变量展开的河流超几何级数的最低阶为1,可以利用上述展开来自积分震荡最激烈的部分来自$$\varpi\to 0$$(即在$$\omega$$平面上两个割线的端点)附近区域的事实,这样指数函数的展开的最低阶项同样是1.具体的,我们得到,


 * $$\tilde\psi_1=a(2\varpi r)^{\lambda+\frac12}+b(2\varpi r)^{-\lambda+\frac12}$$
 * $$\tilde\psi_{1,r}=\frac{a\left(\lambda+\frac12\right)}{r}(2\varpi r)^{\lambda+\frac12}+\frac{b\left(-\lambda+\frac12\right)}{r}(2\varpi r)^{-\lambda+\frac12}$$
 * $$\tilde\psi_2=(2\varpi r)^{\lambda+\frac12}\frac{\Gamma\left(-2\lambda\right)}{\Gamma\left(-\lambda-\kappa+\frac12\right)}+(2\varpi r)^{-\lambda+\frac12}\frac{\Gamma\left(2\lambda\right)}{\Gamma\left(\lambda-\kappa+\frac12\right)}$$
 * $$\tilde\psi_{2,r}=\frac{\left(\lambda+\frac12\right)}{r}(2\varpi r)^{\lambda+\frac12}\frac{\Gamma\left(-2\lambda\right)}{\Gamma\left(-\lambda-\kappa+\frac12\right)}+\frac{\left(-\lambda+\frac12\right)}{r}(2\varpi r)^{-\lambda+\frac12}\frac{\Gamma\left(2\lambda\right)}{\Gamma\left(\lambda-\kappa+\frac12\right)}$$

由此,朗斯基行列式为
 * $$W=\tilde\psi_{1}\tilde\psi_{2,r}-\tilde\psi_{2}\tilde\psi_{1,r}

=\left[a(2\varpi r)^{\lambda+\frac12}+b(2\varpi r)^{-\lambda+\frac12}\right]\left[\frac{\left(\lambda+\frac12\right)}{r}(2\varpi r)^{\lambda+\frac12}\frac{\Gamma\left(-2\lambda\right)}{\Gamma\left(-\lambda-\kappa+\frac12\right)}+\frac{\left(-\lambda+\frac12\right)}{r}(2\varpi r)^{-\lambda+\frac12}\frac{\Gamma\left(2\lambda\right)}{\Gamma\left(\lambda-\kappa+\frac12\right)}\right] -\left[(2\varpi r)^{\lambda+\frac12}\frac{\Gamma\left(-2\lambda\right)}{\Gamma\left(-\lambda-\kappa+\frac12\right)}+(2\varpi r)^{-\lambda+\frac12}\frac{\Gamma\left(2\lambda\right)}{\Gamma\left(\lambda-\kappa+\frac12\right)}\right]\left[\frac{a\left(\lambda+\frac12\right)}{r}(2\varpi r)^{\lambda+\frac12}+\frac{b\left(-\lambda+\frac12\right)}{r}(2\varpi r)^{-\lambda+\frac12}\right]$$
 * $$=a\left[\left(\frac{\left(\lambda+\frac12\right)}{r}-\frac{\left(\lambda+\frac12\right)}{r}\right)(2\varpi r)^{2\lambda+1}p_-+\left(\frac{\left(-\lambda+\frac12\right)}{r}-\frac{\left(\lambda+\frac12\right)}{r}\right)(2\varpi r)p_+\right]

+b\left[\left(\frac{\left(\lambda+\frac12\right)}{r}-\frac{\left(-\lambda+\frac12\right)}{r}\right)(2\varpi r)p_-+\left(\frac{\left(-\lambda+\frac12\right)}{r}-\frac{\left(-\lambda+\frac12\right)}{r}\right)(2\varpi r)^{-2\lambda+1}p_+\right]=(-1)4\lambda\varpi\left[ap_+-bp_-\right]$$ 其中$$p_\pm$$由(33)定义,注意到推导中交叉项正好被消去,如所期待的,所得朗斯基行列式与坐标$$r$$无关.结果的主要部分$$\left[ap_+-bp_-\right]$$正是(32)中方括号中第一项的分母. 我们指出,实际上,上述按一阶量的近似计算得到的结果与严格计算得到的结果完全一致. 具体的,$$\tilde\psi_{1,r}$$在割线两侧函数值相等的结论是精确成立的,具体证明注意到arXiv:gr-qc/0201035v2一文(25)中产生的额外指数因子和函数下标变换$$\kappa\to -\kappa$$,以及(20)中定义导致的再一次变换$$\kappa\to -\kappa$$,使得$$\tilde\psi_{1,r}$$的函数下标不变,而剩余的指数因子部分则很容易得到补偿. 用同样的思路也容易得到$$\tilde\psi_{2,r}$$在割线两侧函数变化的具体形式. 另外,朗斯基的计算结果也可以通过暴力直接得到. 具体步骤是把下面笔记中对arXiv:gr-qc/0201035v2一文(26)第二步等号的解析证明推广,朗斯基行列式涉及的四项中仅需要计算两项,其中一项就是上述问题,而另一项由于对称性只需把结果中的$$\lambda\to -\lambda$$,即得朗斯基行列式的严格结果.

考虑当来到割线的另一侧,由(23),$$\varpi^2\to e^{i2\pi}\varpi^2$$或者$$\varpi\to e^{i\pi}\varpi$$. 因此,比如$$\varpi^{\pm\lambda+\frac12}\to e^{i\pi\left(\pm\lambda+\frac12\right)}\varpi^{\pm\lambda+\frac12}$$(注意到这个关系在$$\lambda$$不是半整数时并不完全准确,具体参见数理方法). 同时,按(25),$$\kappa\to -\kappa$$. 我们将上述关系代入上述推导即可得到割线另一侧的朗斯基行列式,此即(32)方括号中第二项的分母. 但是在替换中还需要注意一点,因为$$\tilde\psi_1$$没有割线,上述替换不需要对$$\tilde\psi_1$$中的$$\varpi$$因子进行. 这也可以理解为(30-31)中也含有$$\varpi$$因子,如果一起考虑,则$$\tilde\psi_1$$中的$$\varpi$$变量不会产生任何变换. 注意到这一点后,很容易得到(34)的结果,具体推导过程略去.

现在我们来讨论分子部分,这里的情况表面上更为复杂. 首先,按之前继续展开取贡献最大项的思路,如果我们仅仅考虑乘积$$\tilde\psi_1\tilde\psi_2$$,那么代入上面的表达式存在四项之和. 容易发现,除去对$$(r,r')$$的依赖关系,其中两项正是(32)中方括号中第一项的分子. 但是问题是,剩下的两项并不为零,且无法证明它们的贡献更小从而是可忽略的.

实际上,分子形式的 证明 可以借鉴arXiv:gr-qc/0012022v2一文(17)式的讨论而得到启发. 换言之,实际上任何在割线两侧跳跃的奇性因子与$$\tilde\psi_{2,r}$$完全相同的函数,对结果都没有影响,可以随意的加入到分子中去. 除了上述技巧外,我们还注意到构成$$\tilde\psi_{1,r}$$的两项都是没有奇性的,可以根据需要对它们作任意组合. 注意到上述两点,我们不难从文中给出的结果出发,证明下面的代数关系.
 * $$(ap_++bp_-)\tilde\psi_1=(ap_++bp_-)(aM_{k,m}+bM_{k,-m})=(a^2p_+M_{k,m} +b^2p_-M_{k,-m})+ab\tilde\psi_2

=\frac12\left[(ap_++bp_-)(aM_{k,m}+bM_{k,-m})+(ap_+-bp_-)(aM_{k,m}-bM_{k,-m})\right]+ab\tilde\psi_2 =\frac12\left[(ap_++bp_-)\tilde\psi_1+(ap_+-bp_-)(aM_{k,m}-bM_{k,-m})\right]+ab\tilde\psi_2$$ 换言之
 * $$\frac12(ap_++bp_-)\tilde\psi_1(\varpi)=\frac12(ap_+-bp_-)(aM_{k,m}-bM_{k,-m})+ab\tilde\psi_2(\varpi)$$

注意到等式右边的第一项正是上面讨论中涉及的可以被随意增减的项.这样,我们可以使用代换
 * $$\tilde\psi_2\to \frac{1}{2ab}(ap_++bp_-)\tilde\psi_1$$

这样除了一些不重要的系数外正是文中的结果. 实际上,更为严格一些的证明是直接验证上面被抛弃的无"奇性"的项同样出现在另一项分式中.这是因为,类似可得
 * $$\frac12(aq_++bq_-)\tilde\psi_1(\varpi e^{i\pi})=\frac12(aq_++bq_-)\tilde\psi_1(\varpi)=\frac12(aq_+-bq_-)(aM_{k,m}-bM_{k,-m})+ab\tilde\psi_2(\varpi e^{i\pi})$$

特别的,我们对余洪伟教授和荆继良教授文稿(arXiv:gr-qc/0201035v2,arXiv:gr-qc/0405122v2,arXiv:gr-qc/0408090v3)中的做法给出一些讨论.我们不妨以arXiv:gr-qc/0201035v2一文的公式编号为例. 首先,如果取(21),即$$\tilde\psi_1=M_{\kappa,\rho}$$,未必如本文(28)满足视界处应有的边界条件. 其次,关于朗斯基行列式的计算,(26)等式的第二步,(24)中等式右边第一项无贡献,只需考虑第二项,但我们似乎仍无法从引文数学手册中直接套用朗斯基行列式结果,因为Kummer函数与Whittaker函数有关,但毕竟不同. 但是(26)等式的第二步可以通过在$$2\varpi r\to 0$$的极限下,保留Kummer函数的最低阶即$$M\sim 1$$,这样等式的第二步用类似本文(32)的思路很容易得到验证. 其中导数部分对朗斯基行列式的两项都贡献因子$$2\varpi$$,因为其幂次不同,导致系数差$$\left(\frac12-\rho\right)-\left(\frac12+\rho\right)=-2\rho$$,此即(26)等式最右边的两个因子. 具体的,我们有
 * $$W=\tilde\psi_{1}\tilde\psi_{2,r}-\tilde\psi_{2}\tilde\psi_{1,r}

=A(2\varpi r)^{\rho+\frac12}B(2\varpi r)^{-\rho+\frac12}\frac{\left(-\rho+\frac12\right)}{r}\frac{\Gamma\left(2\rho\right)}{\Gamma\left(\rho-\kappa+\frac12\right)} -A(2\varpi r)^{\rho+\frac12}\frac{\left(\rho+\frac12\right)}{r}B\frac{\Gamma\left(2\rho\right)}{\Gamma\left(\rho-\kappa+\frac12\right)} =AB(2\varpi )(-2\rho)\frac{\Gamma\left(2\rho\right)}{\Gamma\left(\rho-\kappa+\frac12\right)}$$ 按arXiv:gr-qc/9507035一文(4.13)的讨论,这里的朗斯基行列式不是自变量的函数.故我们在极限$$\varpi r\to 0$$下计算朗斯基所得的结果实际上是一般的.

注意到,文中的(25)如果将合流超几何函数按自变量$$(2\varpi r)$$的合流超几何级数形式展开(或者参见文献[17]的13.1.2式),零阶项满足(25)是显然的,但在此意义下这个结果几乎是平庸的.这个关系
 * $$M_{k,m}(-z)=(-1)^{\frac12+m} M_{-k,m}(z)=e^{i\pi\left(\frac12+m\right)} M_{-k,m}(z)$$

它的证明可以参见王竹溪郭敦仁的特殊函数概论2000版P.292上(9)的证明. 为了确认,我们不妨"画蛇添足"计算一下等式两边对$$z$$展开的一阶项.按Whittaker函数的定义,以及将合流超几何级数的展开形式取到一阶,等式左边对一阶项的贡献为
 * $$M_{k,m}(-z)=e^{-\left(\frac{-z}{2}\right)}(-z)^{\frac12+m}M\left(\frac12+m-k,1+2m,-z\right)

=\left(1+\frac{z}{2}+\cdots\right)(-z)^{\frac12+m}\left(1+\frac{\left(\frac12+m-k\right)(-z)}{1+2m}+\frac{\left(\frac12+m-k\right)^{(2)}(-z)^2}{\left(1+2m\right)^{(2)}2!}+\cdots\right) \to (-z)^{\frac12+m}\left[\frac{z}{2}+\frac{\left(\frac12+m-k\right)(-z)}{1+2m}\right] =z(-z)^{\frac12+m}\left(\frac12-\frac{\frac12+m-k}{1+2m}\right) =z(-z)^{\frac12+m}\frac{k}{1+2m}$$ 等式右边为
 * $$e^{i\pi\left(\frac12+m\right)}M_{-k,m}(z)=e^{i\pi\left(\frac12+m\right)}e^{-\frac{z}{2}}z^{\frac12+m}M\left(\frac12+m+k,1+2m,z\right)

=e^{-\frac{z}{2}}(-z)^{\frac12+m}M\left(\frac12+m+k,1+2m,z\right) =\left(1+\frac{(-z)}{2}+\cdots\right)(-z)^{\frac12+m}\left(1+\frac{\left(\frac12+m+k\right)z}{1+2m}+\frac{\left(\frac12+m+k\right)^{(2)}z^2}{\left(1+2m\right)^{(2)}2!}+\cdots\right) \to (-z)^{\frac12+m}\left[-\frac{z}{2}+\frac{\left(\frac12+m+k\right)z}{1+2m}\right] =(-z)^{\frac12+m}\left(-\frac12+\frac{\frac12+m+k}{1+2m}\right)z =z(-z)^{\frac12+m}\frac{k}{1+2m}$$ 而在后续arXiv:gr-qc/0405122v2一文中,(25)被表达为(4.11)的第一个等式.

我们指出,在计算朗斯基行列式(26)等式的第二步时,(24)等式右边的第一项因为线性关系无贡献,我们利用(21)以及Abramowitz和Stegun一书的合流超几何级数的朗斯基行列式(13.1.20)的第一项的结果,具体的,定义
 * $$y_1=M(a,b,z)$$
 * $$y_2=z^{1-b}M(1+a,2-b,z)$$

则
 * $$W\{y_1,y_2\}=(1-b)z^{-b}e^z$$

其中$$a\equiv \frac12+m-k, b\equiv 1+2m, z\equiv 2\varpi r$$. 并考虑到朗斯基行列式的关系(具体的,若$$W\{f,g\}\equiv fg'-gf'$$,则$$W\{hf,hg\}=h^2W\{f,g\}$$,注意到$$f=y_1, g=y_2, h=e^{-\frac{z}{2}}z^{\frac{b}{2}}$$,所以朗斯基结果中除了因子$$(1-b)=2m$$外正好都被抵消. 由此,我们不通过上述取极限的方式,也能直接严格的得到(26)的第二步等式,具体(显然,故)略.

但是,值得指出,$$\varpi=\varpi^\frac12\varpi^\frac12$$,第一个因子来自$$\tilde\psi_1$$在割线另一侧不应该产生额外相因子,比较本文推导,这是个重要的细节. 而(26)等式第一步等号显然没有考虑这一点,直接用等式右边的$$\varpi$$产生了割线另一侧的$$(-1)$$因子.其实也没有考虑到割线两侧$$\kappa\to -\kappa$$的变化. 接着,在(27)的计算中,分子来自$$\tilde\psi_1$$与(24)的乘积在割线两侧的和(差别乘以朗斯基行列式的负号). 在割线的另一侧利用(25)性质,故一共来自四项的贡献. 最后注意到朗斯基中$$\Gamma$$函数因子与(24)等式右边第二项中$$\Gamma$$函数因子正好抵消,故上述四项中,其中两项不涉及到$$\Gamma$$函数因子.

(41-44)

文中指出,在割线积分中,(32)方括号积分的第一项剧烈震荡,需要用鞍点法处理,而第二项并没有剧烈震荡,因此并不重要. 为了证明这个结论,我们需要用到$$\Gamma$$函数的渐进展开.

注意到在物理上有意义的区域,$$\omega\to m+0$$时$$\varpi^2 \to 0-$$.这时$$\varpi$$和$$\kappa$$都是纯虚数. 但是,在Fig.1上选取的割线两侧,$$|\omega|\le m$$,故$$\varpi$$和$$\kappa$$都是实数,在割线端点附近,$$\varpi^2\to 0+$$而$$\kappa\to \pm\infty$$. 为方便起见,文中选取约定,使得$$\kappa$$为正数,$$\kappa\to +\infty$$.

如果$$\kappa$$是虚数,这个展开则可以用到类似这个stackexchange帖子中给出的技巧和结果. 但现在展开是在实轴上的,实际上要方便很多. 我们注意到,对(32)方括号中的第二项,因为展开是在实轴的正半轴上,可以直接利用Stirling公式. 它是一个比幂函数更快上升的函数,因为在分母上,所以函数值下降很快.具体的,其最主要的贡献为
 * $$\frac{1}{\Gamma\left(\frac12\mp\lambda+\kappa\right)}=(2\pi\kappa)^{-\frac12} \kappa^{\pm\lambda} \kappa^{-\kappa}e^\kappa$$

由此很容易得到(44).

而对负实轴上的情况,需要用到反射公式,利用实轴正半轴上的结果来计算, 不难 发现
 * $$\frac{1}{\Gamma\left(\frac12\pm\lambda-\kappa\right)}

={\Gamma\left(\frac12\mp\lambda+\kappa\right)}\frac{1}{2\pi}\left[e^{i\pi\left(\frac12\pm\lambda-\kappa\right)}-e^{-i\pi\left(\frac12\pm\lambda-\kappa\right)}\right] ={\Gamma\left(\frac12\mp\lambda+\kappa\right)}\frac{i}{2\pi}\left[e^{i\pi\left(\pm\lambda-\kappa\right)}+e^{+i\pi\left(\mp\lambda+\kappa\right)}\right] =(2\pi\kappa)^{\frac12} \kappa^{\mp\lambda} \kappa^{\kappa}e^{-\kappa} \frac{i}{2\pi}\left[e^{i\pi\left(\pm\lambda-\kappa\right)}+e^{+i\pi\left(\mp\lambda+\kappa\right)}\right]$$ 代入后即得(41-43).

(47-48)

这是本文计算的核心部分,即快速震荡情况下的贡献主要来源于震荡最平缓的位置. 这个分析包含两部分,第一部分是把被积函数快速震荡和缓慢震荡的部分分开,第二部分对快速震荡的指数部分求导得到最平缓位置,用鞍点近似得到结果.

注意到(47)对应分析的第一部分,这里最核心的讨论可以参见更为具体的arXiv:gr-qc/0012022v2一文的(61-63),因为$$|\eta|>|\gamma|$$,所以(62)中分子分母的相角都被限制在一个有限的($$\Delta\phi<\pi$$)范围内,故(62)的相角变化是有限的.这样,(62)就能够被在(61)的最后一行中被提出来.而对剩余部分应用鞍点法,得到(65).本文的(48)就是前文的(64). 最后,我们指出,本文(41-48)采用的符号和表达式与arXiv:gr-qc/0103086v2一文(38-43)的表述高度一致.

注意到这里是不能取等号的.因为一旦取等号,$$e^{i\varphi}$$项的幅角就同样会剧烈震荡. 实际上,正如文中指出的,利用共轭复数幅角相反以及几何圆心角与圆周角的关系不难证明,这样$$e^{i\varphi}$$与$$e^{i2\pi\kappa}$$的幅角正好精确抵消. 这样,除去幅角部分因素后无法再使用追速下降法,频率积分沿着实轴,从而就是普通的积分形式,无法获得统一的拖尾特性. 另外,实际上这时当$$\lambda$$为虚数时,分子分母的模不同,且分子为零时分母不为零.因此模的部分会带来主要进行主值积分的情况,使得问题更为复杂. 故而文中并没有顺着这个思路继续讨论. 按上述笔记中的讨论,余老师和荆老师文章的积分,其实正是取等号的情况(!)

(49-51)

这就是将近似(40)代入(48)求导并令导数为零,即得(49). 将$$\varpi$$的定义代回(49),并考虑到$$\omega\sim\omega_0 = m$$,即得(50).

为计算高斯积分,还需要计算二阶导数. 对函数$$\phi(\omega)=\omega t-2\pi\kappa$$ 一阶导数为
 * $$\frac{d\phi}{d\omega}=t-\frac{2\pi m^2 M\omega}{(m^2-\omega^2)^\frac32}$$

二阶导数为
 * $$\frac{d^2\phi}{d\omega^2}=-\frac{2\pi m^2 M(m^2+2\omega^2)}{(m^2-\omega^2)^\frac52}$$

代入一阶导数决定的(50)得到
 * $$\frac{d^2\phi}{d\omega^2}=-6\pi Mm^{-1}\left(\frac{2\pi M}{t}\right)^{-\frac53}$$

最后,完成高斯积分. 注意到最速下降方向其实是沿着$$\omega\sim \pm e^{i\pi/4}$$而非实轴,但这在实际计算中除了一个额外的整体幅角因子外并不影响代入高斯积分的形式结果. 如果只关心时间部分的幂次,容易确认就是$$t^{-\frac56}$$. 同样,容易验证$$m$$的幂次是$$m^\frac12$$,$$M$$的幂次是$$M^\frac13$$,也都与(51)一致. 震荡部分来自鞍点处的函数展开的常数项,具体又可参见一文(41-45)的讨论,其余常数系数未验证.

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Potential and Bound State, Am. J. Phys. 63 (1995) 256, by Walter F. Buell and B.A. Shadwich
这篇文章讨论的仅仅是一维薛定谔方程是否存在束缚态解与势场形状的关系.其结论是,对于在两边趋于零的势场,如果势场的全空间积分为负,则必有束缚态.这是个充分但不必要的条件.这里的具体实例可以参考一维有限深势阱与一维谐振子势的严格解.这与三维势场存在束缚态与势场深度有关的结论表面上矛盾.后者的具体例子可以参考三维有限深势阱与三维$$\delta$$势.这是一个与空间维度敏感相关的有意义的结果.

这个结果的重要应用是QNM,后者对应一维薛定谔方程.当度规不稳定对应QNM在时间域发散,这时体系凝结出现黑洞的"毛",对应束缚态.比如在文献arXiv:1001.0019中,就利用这里的结论来作为判定QNM不稳定性出现的条件.

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A geometric framework for black hole perturbations, arXiv:1102.2451v2, by Anıl Zenginoglu
本文提出了所谓hyperboloidal方法,它通过一个使得空间轴在两端为类光零曲线(或者对黑洞度规,零曲线进入视界)的坐标变换,把QNM问题转化为纯本征值问题.

(1-2)

这就是对时间的坐标变换,坐标变换后的时间轴参见Fig.1,它在物理上是更合理和更直观的. 这样,在空间坐标两端的定态解(c.f.波动解)对应了以光速向外(向视界内与无穷远处)传播的出射波. 这样,QNM问题就变成了量子力学中的定态解的(复)本征值问题.

同时因为时间Killing矢量不变,QNM对应的频率与变换前的频率完全一致.

(6)

这是把时间坐标变换前后的频率空间波函数的关系,容易由傅里叶变换的定义得到.

(8)

和下面给出的渐进解是对上面直观分析的数学上的证明,它是对之前直观分析得到的结论的验证.

对渐进波动方程的在空间坐标两端的两个渐进解中,只有局域定态解(对应$$C_2\to 0$$)才是物理上合理的选择.

(10)

这个进一步的变换使得势场类似Regge-Wheeler势,成为短程的.长程势场会带来数值困难.

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A toy model of hyperboloidal approach to quasinormal modes, arXiv:2002.01770v1, by Piotr Bizo et al
这是hyperboloidal方法的一个简单例子.

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About the significance of quasinormal modes of black holes, arXiv:gr-qc/9602032, by Hans-Peter Nollert
Nollert的第一篇用阶梯势来取代连续势场对QNM的频率与时间域演化的计算.结论是,QNM频率差很多而时间域演化能够比较忠实的反应物理演化.

这篇文章的动机来自QNM的完备性问题.由于非厄米属性,QNM一般认为是不完备的.具体的,拖尾的幂律和快速的初始振动显然都不可能由QNM频率的基的线性组合给出,另外由arXiv:gr-qc/9507034指出当势场出现不连续时,QNM是完备的.故Nollert通过具体计算来检验两者的一致性.

显然这个工作某种意义上留下很多有意义的问题.比如对QNM完备性的数值检查?从时域演化通过Prony分析得到的频率与QNM比较是怎样的结果?如果上述比较得到很不同的频率值,而时域演化是很精确的,比如能描述拖尾与初始扰动,那么QNM的意义究竟何在?如果我们考虑函数与导数都连续的情况,那么是否可以得到与QNM一致的结果?

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Significance of black hole quasinormal modes: A closer look, arXiv:2002.07251, by Ramin G. Daghigh et al
这是用梯形分段函数近似来讨论QNM和波形的工作.与之前Nollert工作相比,其实有点依葫芦画瓢.

因为QNM依赖于势场极值处的函数以及各阶导数,所以能精确计算QNM的方法一般都牵涉到高阶展开,比如连续分数法,WKB,HH,矩阵法等.而用梯形,甚至是更低阶的矩形,来近似,只包含一阶导数的信息,计算得到的QNM非常不准确.本文首先用数值计算重复和确认了这个结果.

接着,文章给出有意义的结果.用分段函数近似能够很好的毕竟波函数,而且波形显然不被最低阶QNM频率决定,否则结果一定很差.作者指出,这是因为此时的不同模式构成了完备基,而通过完备基可以正确的逼近任何波形.

(11)

这是一个很有实际意义的对黑洞度规的近似,同时它的解法很有启发性.

我们指出,这里本质上和对分段势场情况下(比如有限深方势阱或者阶梯势)量子力学一维薛定谔方程的束缚态或者散射问题的解法有很强的相似性. 对后者,一般的做法是首先分别给出分段势场内的波函数的通解. 接着通过边界条件排除通解中不满足物理意义的分量,把剩余分量的系数作为问题的待定常数. 然后,即便对于势场不连续(有限跳跃)的情况,在边界上应用两边波函数及其一阶导数连续的条件. 将上述方法比较黑洞准正模式问题,形式上的区别是我们在边界上使用朗斯基行列式,但稍加分析不难发现这与上述条件完全等价. 另外考虑波函数待定常数的数目的问题,我们注意到准正模式两端出射波的边界条件与束缚态的边界条件对应的待定常数数目是一样多的,所以两者都导致离散的本征值,同理可以理解散射态所对应的连续的本征值.

我们指出上述讨论的两个可能的应用. 第一,分段势的拖尾问题. 这里,在一端满足出射波边界条件且没有割线的波函数在越过势场间断点后很可能会含有割线,这是因为在间断点另一侧的波函数可以一般的表达为两个通解的线性组合,而通解完全可以含有割线. 第二,准正模式与超辐射不稳定性. 这里,文献中一般默认准正模式与超辐射不稳定性是互斥的. 这是因为,前者为外行波,耗散性振动随着时间衰减,频率的虚部为负;后者为束缚态,波函数在空间无穷远处收敛,频率的虚部为正. 对无质量的粒子的确如此,但这对质量不为零的扰动上述互斥性并不充分的成立. 我们不妨考虑有限高势阱,例如虫洞度规.这样的势阱的底部能量并不比无穷远处能量更低,所以这样的体系存在准正模式,同时也可能存在超辐射不稳定性.

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Dynamical instabilities and quasi-normal modes, a spectral analysis with applications to black-hole physics, arXiv:1601.00868v2, by Antonin Coutant et al
这是一篇很有意义的文章.很可能是第一篇讨论黑洞准正模式不稳定性的工作.文章从玩具模型出发,逐步涉及黑洞准正模式赝谱的不稳定性.

文章指出,由于QNM对应的空间并非有正定内积的希尔伯特空间,并不存在一般的谱分解定理.这是导致系统动力学不稳定性的根本原因.

文章首先通过数值可解的玩具模型,讨论QNM的演化和动态不稳定性的关系.分析涉及格林函数及其割线等奇性.作者的结论是,重要的条件是波函数有界的条件而非外行波边界条件.

文章的第二个重要研究内容是,把当孤立系统与连续与连续模式耦合时,其原有激发态转变为共振态的理论应用到黑洞准正模式的上下文中. 其数学分析同样基于格林函数的奇点分析,具体涉及内积为负的态间的耦合过程对应的格林函数奇点的演化. 最后,作者讨论了在环面上动态不稳定模式的出现过程,它对应在实轴上成对的奇点转化为复平面上对偶奇点,其中一个对应了不稳定模式.

(2)

这是文中讨论的第一个例子,阶梯势矢势场下克莱因高登方程的解. 首先文中区分了由不同边界条件对应的三种类型的解:准正模式quasi-normal modes(QNM),动态不稳定模式dynamical instability modes(DIM),和束缚态bound state modes(BSM). 接着文中选取假设定态解具有分离变量的形式,进而讨论其能量本征值.

容易证明,(2)对时间的导数可以化为某散度对空间积分故为零.这是一个守恒量. 文中称为克莱因内积,它并不是正定的. 如文中在Fig.1下发所讨论的,克莱因内积的符号与克莱因佯谬直接有关.

(9)

这里仔细的讨论了群速度和相速度.注意到(5)和(7ab)上方讨论分离变量情况下波动解的形式在指数上的约定的正负号(频率前为符号,波矢前为正号). 波矢对频率的函数,在矢量不为零的情况下是在频率等于(正负)质量位置从零开始增加的曲线. 把频率的定义域取为复数,则该函数必然存在割线,割线位置可以放置在两个质量点之间的实轴上.

(13)

当存在一个矩形势垒时,阶跃势场对应的连续频率谱不在存在,出现离散频率谱.按文中叙述,QNM和DIM互为对立面.这在(14)中也有体现. 实际上产生DIM对场强有一个阈值要求,即足够产生一对正负粒子对.这个要求对零质量粒子退化为平庸的条件,又见Fig.3的讨论. 这个式子是数值决定离散谱的方程,而Fig.2形象的给出了频率在复空间随着势垒宽度的演化.

Fig.2

这是由(13)数值的给出频率在复空间随着势垒宽度的演化. 整个演化过程越过实轴上质量间的割线,当一个实轴下方格林函数的奇点(QNM)在割线的实轴下方位置分裂为两个奇点(BSM),它们紧贴割线演化,最后在割线的实轴上方位置融合后到达复平面的上方,最终产生不稳定模式(DIM).

(14)

这是在矢势趋于无穷情况下的展开解析结果. 按文中讨论,这个结果是已知的,且与半经典近似结果自洽.

Fig.3

这是在零质量极限下的结果.显然这是割线的两个端点简并. 右图中显示了左图中的两个DIM,因为割线的简并,它们形成的位置都是原点.

(20)

这里,文章通过格林函数方法讨论问题的形式解.其中格林函数的构造与一般QNM问题格林函数的构造基本思路一致. 但是差别是(20)给出的是两个回路积分的和的形式. 按其下标的暗示,与(19)不同,(20)其实是延迟格林函数与超前格林函数之和.注意到(19)等式右边的阶梯函数保证了它是延时函数,同时是由拉普拉斯(正)变换的定义,等式(17)式右边,决定的. 文中指出,为了得到时间为负的区域,可以在逆变换中引入超前回路.

在一般QNM文献中(比如参见Nollert的综述),并没有相关讨论,甚至不提及得到的格林函数为何是延迟格林函数的. 对这这个问题的分析必须追逐到拉普拉斯变换的定义(参见胡嗣柱老师数理方法),如果我们希望讨论原函数时间变量为负的区域的拉普拉斯变换,我们必须在核函数$$e^{-pt}$$中相应的考虑实部为负的$$p$$. 我们发现,原来通过解析延拓得到的实部为负的$$p$$区域的像函数其实是被时间变量小于零的原函数自然的定义的,而且原则上,我们不但不能保证它与解析延拓得到的像函数是一致的,而且有理由相信一般情况下应该不同. 这是因为,即便原函数是性质光滑的时间变量的函数,两个对原函数的拉普拉斯变换对的时间积分区域完全不同,原函数也没有理由对时间具有对称性.

但是,如果我们死人不管的认为像函数是在$$s$$空间包含了一些奇性的复变函数,那么从像函数得到原函数唯一要做的就是再考虑$$p$$的实部为负的垂直于虚轴自下而上的积分. 这条积分应该在$$t>0$$时自然的没有贡献,正如原本的拉普拉斯逆变换得到的原函数应该在$$t<0$$时为零.所以把两条路径相加似乎是自然的.

(28)

这里文中指出,运动方程对应的算符是自厄米的,边界条件在复共轭下不变,如果进一步空间是平方可积的,那么如量子力学讨论,本征值必然是实数.这里QNM和DIM都不是平方可积的,所以本征值还可以是复数. 具体的,本征值必然成对出现或者处于实轴上.

(29)

因为克莱因内积(2)是自厄米的,算符是自厄米的,所以直接可得(29). 这个结果在后面的讨论中被用于讨论QNM态和BSM态的克莱因内积的值.QNM的克莱因内积为零(但普通意义上的内积不为零),BSM的克莱因内积不为零.

(30)

这里DIM的贡献来自,c割线,d奇点,后者又分为在实轴上与实轴以外复平面上的.

Fig.5

我们注意到这里割线的选取不再是实轴上连接正负质量间的部分,而是在实轴上避开原点通过$$\pm\infty$$连在一起,这是场论中把割线与奇点视为物理态的习惯选择. 如(30)以上的讨论,在量子化的情况下,这两部分割线分别对应正负粒子.

Fig.6

这里和Fig.5的最大区别是割线的位置.它是实轴上连接两质量过原点的线段. 但从问题分析的本源来说,是边界条件的不同.所以并不清楚文中所谓"通过割线解析延拓"的含义. 在文章总结部分,作者指出边界条件与解析延拓的视角是等效的. 这部分文中的讨论除罗列了一些常识性的结论外似乎含糊其辞.

(43)

这显然是一个连续谱和离散谱相互作用的系统,后续讨论的书籍应该很值得学习,但基于之前文章叙述的不确定性,没有仔细阅读文章中的讨论.

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Hydrodynamic stability without eigenvalues, Science 261(5121), 578–584 (1993) by L.N. Trefethen et al
本文讨论了赝谱与流体力学准正模式与无稳定性的关系.

文章首先指出,对线性化后的系统若所有准正模式都为稳定模式,即虚部都为小于零的流体力学系统,仍然可能出现不稳定的情况. 这可以通过放宽本征值的定义为赝谱(7)的讨论实现. 如Fig.4-5所示,在频率空间,赝谱弥散到了虚部为正的区域.

如下笔记的讨论,数学上上述直观的结论可通过(9-12)的讨论给出证明. 结论是,赝谱到达虚部为正的区域与波函数振幅随着时间增大的比例直接有关.

(7)

这是赝谱的第一个定义. 它可以视为放宽准正模式作为本征值方程的定义,本征值方程的等号可以有小量$$\epsilon$$的偏差.

(9)

这是波函数振幅随着时间放大与线性演化算符的关系.

(10)

这是一个数学等式.若演化算符不含时,则通过指数积分即得这个关系.

(12)

这是(9)的左边与赝谱到达的虚部为正的绝对值最大区域的关系.

(13)

这是赝谱的一个等价的定义. 在这个定义中,我们把赝谱定义为时间演化算符扰动下的严格准正模式. 同样的,这个对算符的扰动由$$\epsilon$$来度量. 这两个定义的等价性是很直观的,而又后者的定义更容易看到赝谱的物理意义,在很小的体系本身(而非体系的解)的微扰下获得不稳定性.

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Pseudospectrum and black hole quasi-normal mode (in)stability, arXiv:2004.06434v4, by José Luis Jaramillo et al
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Pseudospectrum of Reissner-Nordstrom black holes: quasinormal mode instability and universality, arXiv:2107.09673v2, by Kyriakos Destounis et al
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A recipe for echoes from exotic compact objects, arXiv:1706.06155, by Zachary Mark et al
黑洞回声也许读这一篇就够了.本文通过格林函数分析,指出回声其实是来自频率域中格林函数的某些特定因子.他们的傅里叶逆变换是一系列在时间域上间隔的点源函数,卷积后即得到时间域中回声的特性.

(2.9)

这里用一个在乌龟坐标$$x=x_0$$处的反射波条件来取代黑洞视界$$x=-\infty$$处的内行波条件.由此在之前黑洞QNM边界条件下的格林函数的基础上来计算新的格林函数,并分析其时间域特性,解析导出形式上的echoes的结果.

(2.12-13)

这是对应黑洞扰动的主方程(2.4)的齐次方程的两个线性独立的解.这两个解分别满足黑洞QNM在两端的边界条件,可以用于构造原本黑洞QNM的格林函数(2.15).

因为势场和主方程在区域$$x_0<x<+\infty$$内不变,故可以用黑洞的满足边界条件的齐次方程的解来构造新的满足改动后边界条件的(与原先相同的)齐次方程的两个线性独立的解,并进一步按(2.15)来得到格林函数. 具体的,这里,边界条件仅仅在视界附近被改变,故我们通过上述线性独立解(2.12)和(2.13)的适当的线性组合来构造在$$x=x_0$$处满足边界条件(2.9)的解.而因为在$$x=-\infty$$处的内行波条件不变,对应的解就是(2.13)不变.

假设上述线性组合形式为$$\tilde{\psi}_{\mathrm{in}}+a\tilde{\psi}_{\mathrm{up}}$$. 我们把(2.12-13)等式右边的系数用(2.14)引入的记号代替,即对(2.12)的第一行
 * $$A_{\mathrm{out}}e^{i\omega x}+A_{\mathrm{in}}e^{-i\omega x}=-B^*_{\mathrm{in}}e^{i\omega x}+B_{\mathrm{out}}e^{-i\omega x}

=-\frac{\tilde{\mathcal{R}}^*_{\mathrm{BH}}}{\tilde{\mathcal{T}}^*_{\mathrm{BH}}}e^{i\omega x}+\frac{1}{\tilde{\mathcal{T}}_{\mathrm{BH}}}e^{-i\omega x}$$ 类似的,对(2.13)的第二行
 * $$B_{\mathrm{out}}e^{i\omega x}+B_{\mathrm{in}}e^{-i\omega x}

=\frac{1}{\tilde{\mathcal{T}}^*_{\mathrm{BH}}}e^{i\omega x}+\frac{\tilde{\mathcal{R}}_{\mathrm{BH}}}{\tilde{\mathcal{T}}_{\mathrm{BH}}}e^{-i\omega x}$$

要求上述波函数在$$x=x_0$$附近与(2.9)成正比,比较$$e^{\pm i\omega(x-x_0)}$$前的系数,可得
 * $$a=\frac{\tilde{\mathcal{T}}_{\mathrm{BH}}\tilde{\mathcal{R}}}{e^{2i\omega x_0}-\tilde{\mathcal{T}}_{\mathrm{BH}}\tilde{\mathcal{R}}}$$.

将上述结果代入(2.15),不难得到(2.18-19).其中注意到$$\tilde{\psi}_{\mathrm{up}}$$与自身线性相关,故分母中的朗斯基行列式形式不变.而分子可以写为两项之和. 其中第一项就是黑洞的格林函数,而第二项分子为两个自变量不同但相同函数$$\tilde{\psi}_{\mathrm{up}}$$的乘积. 这样的乘积虽以$$(x_<,x_>)$$为自变量,函数本身没有黑洞格林函数分子中的不连续性.由此,可以把自变量从$$(x_<,x_>)$$替换为$$(x,x')$$. 最后即得(2.17)的结果,具体代入过程略.

(2.17-18)

文中计算格林函数的方法与上来略有不同,按(2.17)的形式,等式右边的格林函数为两项之和. 其中第一项为黑洞的格林函数,把它代入格林函数满足方程的左边方程右边得到点源影响函数,这意味着第二项其实是齐次方程的解. 观察等式右边第二项,其中依赖与$$x$$的唯一因子$$\tilde{\psi}_{\mathrm{up}}(x)$$正是齐次方程的解,它可以含有一个待定系数. 进步具体查看解的形式,按之前的讨论,我们发现等式右边的两项在$$x\to +\infty$$时都满足正确的边界条件. 故剩余的唯一的要求就是通过调节等式右边第二项的待定系数使得在$$x=x_0$$时格林函数满足物理上正确的边界条件(2.16).

上述推导思路与我们在(2.12-13)笔记中给出的略有不同,但本质上没有差别.

(2.26)

这里通过把(2.18)改写为(2.28)给出了echoes的机制.

注意到(2.28)其实是很多项的和的形式,从而格林函数(2.17)等式右边第二项的傅里叶逆变换也可以写成求和的形式. 对于每一项,存在指数因子$$e^{-2in\omega x_0}$$,而它的傅里叶逆变换为$$\sqrt{2\pi}(t+n\times 2x_0)$$. 剩余因子的分母就是朗斯基行列式,故它们的极点就是黑洞准正模式,其傅里叶逆变换对应的时间函数是以黑洞准正规模决定的指数震荡衰减形式. 最后,这个因子与剩余因子乘积的傅里叶逆变换为上述点源(推迟)函数与某个指数震荡衰减函数的卷积,即指数震荡被逐级推迟了$$2x_0$$间隔的整数倍.

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Echoes of Kerr-like wormholes, arXiv:1711.00391v3, by Pablo Bueno et al
从数学形式上说,本文是对Mark等人arXiv:1706.06155v1一文中给出的黑洞echoes与QNM关系的某方向上的含有局限性的推广. 一方面,文章更具体的考虑了反射点(虫洞瓶颈)的反射系数的特点,特别是反射解的宇称,和不为零的有效质量.另一方面,文章没有从格林函数出发进行讨论,但是,除了黑洞本身的极点外,这个结果与QNM格林函数极点的讨论的结论等价.

(6)

因为势场(3.2)是分段的,故传输矩阵$$\mathbb{T}$$可以视为由传输矩阵$$T$$的乘积构成. 同时,我们用到文中提及的两个结论. 第一,如果$$U(x)$$对应的传输矩阵(4-5)为$$T$$,那么$$U(x)$$对应的传输矩阵就是$$\sigma T^{-1}\sigma$$. 这是因为QNM波函数的渐进行为要做空间反演$$x\to (-x)$$,这就对应在(4)中还需要交换左行波和右行波,所以波函数系数要通过$$\sigma$$交换,同时空间反演对应(5)要取逆. 第二,把波函数$$\psi(x)\sim e^{\pm i\omega x}$$从第一个势垒位置平移到第二个势垒位置,即从空间位置$$x_1$$平移到$$x_2$$. 这是因为上述势场的空间反演和相应的传输矩阵并没有考虑(3)中的平移操作,所以的对应的波函数需要补偿平移后才能应用相应的传输矩阵. 具体的,对波函数的操作为$$\psi(x)\to \psi(x+(x_1-x_2))\sim e^{\pm i\omega (x_1-x_2)}e^{\pm i\omega x}$$.

具体的,上述复合传输矩阵$$\mathbb{T}$$,相当于下述三个步骤的乘积. 第一步,注意到(5)的定义,它是从负无穷大处波函数的系数乘以传输矩阵$$\sigma T^{-1}\sigma$$得到正无穷大处的系数. 第二步,上述波函数的形式可近似视为$$x=+x_0$$处平面波,在空间上向左平移到$$x=-x_0$$位置. 这对应$$(x_1-x_2)=2x_0=L$$对应系数为$$(A, B)$$的波函数分别乘以$$e^{\mp i\omega L}$$的对角传输矩阵. 第三步,再乘以传输矩阵$$T$$,这样就得到
 * $$\mathbb{T}=T \begin{pmatrix}e^{ i(\omega-\omega_0) L}&0\\0&e^{- i(\omega-\omega_0) L}\end{pmatrix} \sigma T^{-1}\sigma$$.

(7)

这是本文计算虫洞QNM频率的关键.我们先给出推导,然后说明这个结果与前人工作的联系.

由(6),我们可以具体计算矩阵元素$$\mathbb{T}_{22}$$,并由QNM的边界条件令它为零,不难得到
 * $$\mathbb{T}_{22}=e^{-i(\omega-\omega_0)L}T_{22}\left(T^{-1}\right)_{11}+e^{i(\omega-\omega_0)L}T_{21}\left(T^{-1}\right)_{21}=0$$

利用逆阵的定义$$T_{21}\left(T^{-1}\right)_{11}+T_{22}\left(T^{-1}\right)_{21}=0$$,代入上式得到
 * $$e^{-2i(\omega-\omega_0)L}=\left(-\frac{T_{21}}{T_{22}}\right)^2={\mathcal R}_{\mathrm{BH}}^2$$

两边开根号,并注意到宇称对应的正负号即得文中(7)(注意到按苏汝铿量子力学(2.6.20)对于一维对称势场下波函数可具有确定宇称的讨论,这里的波函数未必具有确定的宇称).

这个关系式显然考虑了以下因素:波函数的宇称,虫洞瓶颈处渐进波函数对应的有效质量不为零. 如果仔细观察arXiv:1706.06155v1一文的(2.17-18),会发现它与(2.18)等式右边分母为零决定的方程形式上非常接近. 具体的,注意到去除宇称因子,并取$$L = 2x_0$$,$$\omega_0 = 0$$和$$\tilde{\mathcal{R}}=1$$,即得本文(7)的方程.

因此,我们得到结论,本文没有从格林函数出发讨论问题,但是得到的决定QNM的方程(7)与前文等价.方程(7)的解对应了格林函数新增的对应echoes的极点,但没有包含黑洞本身由$$W_{\mathrm{BH}}$$决定的极点. 实际上,在上述推导(7)的过程中,我们在方程两边除以$$T_{22}$$. 换言之,$$T_{22}=0$$本身也是$$\mathbb{T}_{22}=0$$的解,但被(7)略去了,而它正对应了黑洞的QNM. 利用逆阵的定义$$T_{21}\left(T^{-1}\right)_{11}+T_{22}\left(T^{-1}\right)_{21}=0$$ 另外,宇称,$$\omega_0 = 0$$和$$\tilde{\mathcal{R}}=1$$实际上都能被体现在反射系数$$\tilde{\mathcal{R}}=e^{-i\omega_0 L}(- e^{i\pi n})$$之中. 我们指出,具体形式其实在指数上差了一个负号,参见本文(31)以及下面笔记给出的推导.

(31)

我们按arXiv:1706.06155v1一文的(2.17-18)的思路具体给出推导. 我们先写下反演和平移前的势场$$U(x)$$对应的负无穷远处(对应虫洞喉颈)的出射波边界条件
 * $$\Psi_{\mathrm{throat}}=\left\{\begin{matrix}e^{-i(\omega-\omega_0)x}&x\to -\infty \\A_{\mathrm{out}}e^{i\omega x}+A_{\mathrm{in}}e^{-i\omega x} &x\to +\infty\end{matrix}\right.$$

以及空间正无穷远处的出射波边界条件
 * $$\Psi_{\mathrm{up}}=\left\{\begin{matrix}e^{i\omega x}&x\to +\infty \\B_{\mathrm{out}}e^{i(\omega-\omega_0) x}+B_{\mathrm{in}}e^{-i(\omega-\omega_0) x} &x\to -\infty\end{matrix}\right.$$

现在,一方面,把势场向右平移后$$U(x-x_0)$$对应把上述结果中做变换$$x \to (x-x_0)$$. 对应的负无穷远处(对应虫洞喉颈)的出射波边界条件
 * $$\Psi_{\mathrm{throat}}=\left\{\begin{matrix}e^{-i(\omega-\omega_0)(x-x_0)}&x\to -\infty \\A_{\mathrm{out}}e^{i\omega (x-x_0)}+A_{\mathrm{in}}e^{-i\omega (x-x_0)} &x\to +\infty\end{matrix}\right.$$

以及空间正无穷远处的出射波边界条件
 * $$\Psi_{\mathrm{up}}=\left\{\begin{matrix}e^{i\omega (x-x_0)}&x\to +\infty \\B_{\mathrm{out}}e^{i(\omega-\omega_0) (x-x_0)}+B_{\mathrm{in}}e^{-i(\omega-\omega_0) (x-x_0)} &x\to -\infty\end{matrix}\right.$$

另一方面,把势场反演$$x \to (-x)$$再向左平移$$x \to (x+x_0)$$,对应的正无穷远处(对应虫洞喉颈)的出射波边界条件
 * $$\tilde\Psi_{\mathrm{throat}}=\left\{\begin{matrix}e^{+i(\omega-\omega_0)(x+x_0)}&x\to +\infty \\A_{\mathrm{out}}e^{-i\omega (x+x_0)}+A_{\mathrm{in}}e^{i\omega (x+x_0)} &x\to -\infty\end{matrix}\right.$$

以及空间负无穷远处的出射波边界条件
 * $$\tilde\Psi_{\mathrm{down}}=\left\{\begin{matrix}e^{-i\omega (x+x_0)}&x\to -\infty \\B_{\mathrm{out}}e^{-i(\omega-\omega_0) (x+x_0)}+B_{\mathrm{in}}e^{i(\omega-\omega_0) (x+x_0)} &x\to +\infty\end{matrix}\right.$$

接着,由于虫洞的存在,我们必须考虑虫洞喉颈处的出射波变化为$$\Psi_{\mathrm{throat}} \to \Psi_{\mathrm{throat}} + \tilde{\mathcal K} \Psi_{\mathrm{up}}$$. 具体的我们从$$\tilde\Psi_{\mathrm{throat}} \propto \Psi_{\mathrm{throat}} + \tilde{\mathcal K} \Psi_{\mathrm{up}}$$出发求解$$\tilde {\mathcal K}$$.我们有
 * $$\frac{e^{i(\omega-\omega_0)x_0}+\tilde{\mathcal K} B_{\mathrm{in}}e^{i(\omega-\omega_0)x_0}}{B_{\mathrm{out}} e^{-i(\omega-\omega_0)x_0}}=\frac{\tilde{\mathcal K} B_{\mathrm{out}} e^{-i(\omega-\omega_0)x_0}}{B_{\mathrm{in}} e^{i(\omega-\omega_0)x_0}}$$

求解易得
 * $$\tilde {\mathcal K}=\frac{B_{\mathrm{in}}e^{2i(\omega-\omega_0)x_0}}{B^2_{\mathrm{out}}e^{-2i(\omega-\omega_0)x_0} -B^2_{\mathrm{in}}e^{2i(\omega-\omega_0)x_0}}$$

按arXiv:2104.11912v4一文(27-28)以及附录的推导思路,$$\tilde{\mathcal K}$$就是arXiv:1706.06155v1一文的(2.17-18)中的同名变量. 故上述结果就是(31). 如令$$\tilde {\mathcal K}$$的分母为零,注意到$${\mathcal R}_{\mathrm{BH}}=B_{\mathrm{in}}/B_{\mathrm{out}}=-T_{21}/T_{22}$$,开根号即得之前得到的(7).

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Mining information from binary black hole mergers: a comparison of estimation methods for complex exponentials in noise, arXiv:gr-qc/0701086, by E. Berti, V. Cardoso, J.A. Gonźalez and U. Sperhake
这是通过各种不同的数学方法,从离散的时间序列数据中提取QNM频率的方法总结.

(3.12)

这里简述Prony方法推导的过程.首先我们把时间序列写出来.我们注意到(3.7)中包含$$p$$个准正频率对应$$z_k$$,$$k=1,2,\cdots,p$$.我们注意到这$$p$$值就是(3.9)中定义的多项式的根,而(3.9)的第二步等式就是把这个多项式写成级数形式.这样如果(3.9)右边多项式的每个系数$$a[m]$$都知道了,求解它的$$p$$个根问题就得解了.为了求解这些系数,我们写出(3.11),把这些系数与$$x[n]$$,即(3.7),进行某种组合,不难发现,在交换了求和顺序后,(3.11)的每一项都涉及到一个因子把某个根$$z_k$$代入(3.9),故(3.11)为零.这样就决定了系数$$a[m]$$满足的方程,注意到$$a[0]=1$$,上述方程可以表达为矩阵的形式(3.12).

在这里时间序列点数正好是QNM频率数的一倍,所以(3.12)左边的矩阵是方阵.这个要求很大的限制了这个数值方法在实践中的应用.

(3.15)

综述Prony方法,这个方法通过把问题转化为矩阵求逆和线性方程求复平面上零点的问题.在这个结果之后,本文主要讨论了当存在白噪声时如何通过对线性方程复平面上零点的合理选择来消除噪声的影响.

这里与(3.12)的区别来源于格点数目与我们需要提取的频率数目不必相同,本质上前者可以远大于后者.由(3.15),在(3.16)中的矩阵$$X$$不必是方阵.具体的$$p$$是需要提取的频率数目,而$$N$$是数据的时间点数目.作为一组线性方程,这时方程的数量是大于变量数量,这样问题被"过度"决定了,原则上问题不可解.相应的对策是采用最小两乘法来求解这类线性方程问题.具体的,把问题的解表达为使得方程左边和右边的两个矢量的欧式距离最小的最小值问题,问题的解对应欧式距离表达式对所有带求解变量的偏微分为零,具体可参见这里的推导.

在具体使用时,由文章的第二部分(第三页最后一行)给出的实例,分别使用了56和72个时间格点.

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