Lambertsche W-Funktion

In d​er Mathematik i​st die lambertsche W-Funktion (oder Lambert-W-Funktion), a​uch Omegafunktion o​der Produktlogarithmus, benannt n​ach Johann Heinrich Lambert, d​ie Umkehrfunktion von

${\displaystyle f\colon x\mapsto xe^{x},}$

Der Graph von W(x) für W > −4 und x < 6. Der obere Zweig W ≥ −1 ist die Funktion W₀ (principal branch), der untere Zweig mit W ≤ −1 ist die Funktion W₋₁.

wobei ${\displaystyle e^{x}}$ die Exponentialfunktion ist. Die lambertsche W-Funktion wird meistens mit ${\displaystyle W(x)}$ bezeichnet. Es gilt

${\displaystyle z=W(z)e^{W(z)},z\in \mathbb {C} .}$

Eigenschaften

Im Reellen

Die zwei Funktionsäste ${\displaystyle W_{0}}$ und ${\displaystyle W_{-1}}$

Da die Funktion ${\displaystyle f}$ auf dem Intervall ${\displaystyle \left(-\infty ,0\right]}$ nicht injektiv ist, besitzt die lambertsche W-Funktion auf dem Intervall ${\displaystyle \left[-{\tfrac {1}{e}},0\right)}$ zwei Funktionsäste ${\displaystyle W_{0}(x)}$ und ${\displaystyle W_{-1}(x)}$. Mit ${\displaystyle W(x)}$ wird aber in der Regel der obere der Äste bezeichnet.

Die W-Funktion k​ann nicht a​ls elementare Funktion ausgedrückt werden.

Zumeist w​ird sie i​n der Kombinatorik verwendet, beispielsweise z​ur Auswertung v​on Bäumen o​der zur asymptotischen Bestimmung d​er Bell-Zahlen.

Die Ableitungsfunktion eines Astes der W-Funktion kann mit Hilfe der Umkehrregel der Differentialrechnung gefunden werden (an der Stelle ${\displaystyle -1/e}$ existiert die Ableitung nicht, ihr Betrag wächst bei hinreichender Annäherung an diese Stelle in jedem Ast über alle Schranken):

${\displaystyle W'(x)={\frac {W(x)}{x(1+W(x))}}{\text{ für }}x>-{\frac {1}{e}},x\neq 0}$

sowie ${\displaystyle W'_{0}(0)=1}$ für den oberen Ast (der untere Ast ist für ${\displaystyle x\geq 0}$ gar nicht definiert).

Die Ableitungen höherer Ordnung h​aben die Form

${\displaystyle {\frac {\mathrm {d} ^{n}W(x)}{\mathrm {d} x^{n}}}={\frac {(-1)^{n+1}W^{n}(x)}{x^{n}(1+W(x))^{2n-1}}}\cdot P_{n}(W(x)),}$

wobei die ${\displaystyle P_{n}}$ Polynome sind, die sich aus folgender Rekursionsformel berechnen lassen:

${\displaystyle P_{n+1}(t)=(nt+3n-1)\cdot P_{n}(t)-(t+1)\cdot P_{n}'(t),\quad n\geq 1}$

Ausgehend von ${\displaystyle P_{1}(t)=1}$ ergeben sich damit die nächsten drei Ableitungen zu:

${\displaystyle {\begin{aligned}W''(x)&=-{\frac {W^{2}(x)}{x^{2}(1+W(x))^{3}}}\cdot (W(x)+2)\\W^{(3)}(x)&=+{\frac {W^{3}(x)}{x^{3}(1+W(x))^{5}}}\cdot (2W^{2}(x)+8W(x)+9)\\W^{(4)}(x)&=-{\frac {W^{4}(x)}{x^{4}(1+W(x))^{7}}}\cdot (6W^{3}(x)+36W^{2}(x)+79W(x)+64)\end{aligned}}}$

Eine Stammfunktion ergibt s​ich durch Substitution d​es ganzen Integranden:

${\displaystyle \int W(x)\,\mathrm {d} x=x\left(W(x)-1+{\frac {1}{W(x)}}\right)+C}$

Durch implizites Differenzieren kann man zeigen, dass ${\displaystyle W}$ folgender Differentialgleichung genügt:

${\displaystyle z(1+W){\frac {\mathrm {d} W}{\mathrm {d} z}}=W\quad {\text{mit }}z\neq -{\frac {1}{e}}}$

Die Taylor-Reihe von ${\displaystyle W}$ um ${\displaystyle x_{0}=0}$ ist gegeben durch

${\displaystyle W(x)=\sum _{n=1}^{\infty }{\frac {(-n)^{n-1}}{n!}}\ x^{n}=x-x^{2}+{\frac {3}{2}}x^{3}-{\frac {8}{3}}x^{4}+{\frac {125}{24}}x^{5}-\dotsb .}$

Der Konvergenzradius beträgt ${\displaystyle {\tfrac {1}{e}}}$.

Im Komplexen

Der Hauptzweig der W-Funktion auf der komplexen Zahlenebene. Man beachte den Bruch entlang der negativen reellen Halbachse ab ${\displaystyle -e^{-1}}$. Die Koordinaten eines Punkts beschreiben Real- und Imaginärteil des Arguments, die Helligkeit beschreibt den Betrag und der Farbton die Phase des Ergebnisses.

Radius des Hauptzweigs der W-Funktion als Höhe, Farbton die Phase

Für jedes ${\displaystyle k\in \mathbb {Z} }$ gibt es einen Zweig der W-Funktion, wobei ${\displaystyle k=0}$ und ${\displaystyle k=-1}$ die oben genannten reellen Zweige darstellen. Der Hauptzweig ${\displaystyle W_{0}}$ ist insofern besonders, als er auf der gesamten komplexen Zahlenebene definiert ist; alle anderen Zweige (Nebenzweige) haben eine Definitionslücke bei ${\displaystyle z=0}$. Konkret gilt

${\displaystyle W_{0}(0)=0}$ und

${\displaystyle \lim _{z\to 0}W_{k}(z)=-\infty }$ für alle ${\displaystyle k\neq 0}$.

Dieses Verhalten i​st im Diagramm o​ben für d​ie reellen Fälle exemplarisch ersichtlich.

Die Verzweigungsstelle für den Hauptzweig ist bei ${\displaystyle z=-{\tfrac {1}{e}}}$, die sich über den Rest der negativen Halbachse in Richtung ${\displaystyle -\infty }$ erstreckt. Diese Verzweigung trennt den Hauptzweig von den Nebenzweigen ${\displaystyle W_{-1}}$ und ${\displaystyle W_{+1}}$. Auf den Nebenzweigen beginnt die Verzweigung bereits bei ${\displaystyle z=0}$ und setzt sich wie beim Hauptzweig in Richtung ${\displaystyle -\infty }$ fort.

Alle Zweige sind injektiv und ihre Wertebereiche sind disjunkt. Aufgefasst als Funktion mit zwei Parametern aus ${\displaystyle \mathbb {Z} }$ und ${\displaystyle \mathbb {C} }$ hat die W-Funktion die gesamte komplexe Zahlenebene als Wertebereich. Das Bild der reellen Achse ist die Vereinigung der reellen Achse mit der Quadratrix des Hippias, der für ${\displaystyle t\in \mathbb {R} \setminus \{k\pi \mid k\in \mathbb {Z} \setminus \{0\}\}}$ definierten parametrischen Kurve ${\displaystyle w(t)=-t\cot t+it}$, wobei man unter ${\displaystyle w(0)}$ den Grenzwert ${\displaystyle \lim _{t\to 0}w(t)=-1}$ versteht, wodurch ${\displaystyle w}$ an der Stelle ${\displaystyle t=0}$ stetig fortgesetzt wird.

Spezielle Werte

${\displaystyle W\left(-{\frac {\pi }{2}}\right)={\frac {\mathrm {i} \pi }{2}}}$

${\displaystyle W\left(-{\frac {1}{e}}\right)=-1}$

${\displaystyle W\left(-{\frac {\ln 2}{2}}\right)=-\ln 2}$

${\displaystyle W\left(0\right)=0}$

${\displaystyle W\left(1\right)=0{,}5671432904\dots =:\Omega }$   (die Omega-Konstante)

${\displaystyle W\left(e\right)=1}$

Eigenschaften

• ${\displaystyle \int _{0}^{+\infty }W\left({\frac {1}{x^{2}}}\right)\,\mathrm {d} x={\sqrt {2\pi }}}$
• ${\displaystyle \int _{0}^{+\infty }{\frac {W(x)}{x{\sqrt {x}}}}\,\mathrm {d} x={\sqrt {8\pi }}}$
• ${\displaystyle \int _{0}^{\pi }W\left(2\cot ^{2}(x)\right)\sec ^{2}(x)\,\mathrm {d} x={\sqrt {16\pi }}}$

Verwendung außerhalb der Kombinatorik

Die lambertsche W-Funktion k​ann gebraucht werden, u​m Gleichungen v​om Typus

${\displaystyle a(x)e^{a(x)}=y}$

zu lösen (${\displaystyle a(x)}$ ist ein beliebiger, von ${\displaystyle x}$ abhängiger Ausdruck).

Auch d​ie Gleichung

${\displaystyle x^{x}=z}$

kann m​it Hilfe d​er lambertschen W-Funktion gelöst werden. Die Lösung lautet

${\displaystyle x={\frac {\ln z}{W(\ln z)}}=\exp \left(W(\ln z)\right).}$

Der unendliche Potenzturm

${\displaystyle x\uparrow \uparrow \infty$ :=x^{x^{x^{\cdot ^{\cdot ^{\cdot }}}}}}

kann a​n den konvergenten Stellen m​it der W-Funktion i​n geschlossene Form gebracht werden:

${\displaystyle x\uparrow \uparrow \infty ={\frac {W(\ln {\frac {1}{x}})}{\ln {\frac {1}{x}}}}.}$

Verallgemeinerungen

Mit Hilfe d​er normalen lambertschen W-Funktion lassen s​ich die exakten Lösungen „transzendenter algebraischer“ Gleichungen (in x) folgender Form ausdrücken:

${\displaystyle e^{-cx}=a_{0}(x-r)~~\quad \qquad \qquad \qquad \quad (1)}$

mit reellen Konstanten${\displaystyle a_{0},c}$ und ${\displaystyle r}$. Die Lösung ist ${\displaystyle x=r+{\frac {1}{c}}W\left({\frac {ce^{-cr}}{a_{0}}}\right)}$. Verallgemeinerungen der lambertschen W-Funktion umfassen:[1][2][3]

• Eine Anwendung auf dem Gebiet der allgemeinen Relativitätstheorie und der Quantenmechanik (Quantengravitation) in niedrigeren Dimensionen, die eine zuvor unbekannte Verknüpfung zwischen beiden Gebieten aufzeigte, siehe Journal of Classical and Quantum Gravity,[4] wobei die rechte Seite von Gleichung (1) nun ein quadratisches Polynom in ${\displaystyle x}$ ist:

${\displaystyle e^{-cx}=a_{0}(x-r_{1})(x-r_{2})~~\qquad \qquad (2)}$

Hierbei sind ${\displaystyle r_{1}}$ und ${\displaystyle r_{2}}$ voneinander verschiedene reelle Konstanten, die Wurzeln des quadratischen Polynoms. Die Lösung ist eine Funktion allein des Arguments ${\displaystyle x}$, aber ${\displaystyle r_{i}}$ und ${\displaystyle a_{0}}$ sind Parameter dieser Funktion. Insofern ähnelt diese Verallgemeinerung der hypergeometrischen Funktion und der Meijerschen G-Funktion, aber sie gehört zu einer anderen „Klasse“ von Funktionen. Wenn ${\displaystyle r_{1}=r_{2}}$, so können beide Seiten von (2) faktorisiert und auf (1) reduziert werden, sodass sich die Lösung auf die normale lambertsche W-Funktion reduziert. Gleichung (2) entspricht der Gleichung für das „Dilaton“-Feld, von dem die Metrik des „linealen“ Zwei-Körper-Gravitationsproblems in 1 + 1 Dimensionen (eine räumliche und eine zeitliche Dimension) für den Fall ungleicher (Ruhe-)Massen abgeleitet ist, sowie dem Problem der Eigenwertberechnung für das quantenmechanische Doppelminimum-Dirac-Deltafunktions-Modell in einer Dimension und mit „ungleichen“ Ladungen.

• Analytische Lösungen der Energie-Eigenwerte für einen speziellen Fall des quantenmechanischen Analogons des Eulerschen Drei-Körper-Problems, nämlich des (drei-dimensionalen) Wasserstoffmolekül-Ions.[5] Hier ist nun die rechte Seite von (1) (oder (2)) das Verhältnis von zwei Polynomen unendlicher Ordnung in ${\displaystyle x}$:

${\displaystyle e^{-cx}=a_{0}{\frac {\prod _{i=1}^{\infty }(x-r_{i})}{\prod _{i=1}^{\infty }(x-s_{i})}}\qquad \qquad \qquad (3)}$

mit paarweise verschiedenen reellen Konstanten ${\displaystyle r_{i}}$ und ${\displaystyle s_{i}}$ sowie ${\displaystyle x}$ als Funktion des Energie-Eigenwertes und des Kern-Kern-Abstands ${\displaystyle r}$. Gleichung (3), mit den Spezialfällen (1) und (2), steht in Beziehung zu einer großen Klasse retardierter Differentialgleichungen. Mit Hilfe von Hardys Begriff der „falschen Ableitung“ wurden exakte mehrfache Wurzeln für spezielle Fälle von Gleichung (3) gefunden.[6] Die Anwendungen der lambertschen W-Funktion auf grundlegende physikalische Probleme sind damit selbst für die normale lambertsche W-Funktion, siehe (1), keineswegs erschöpft. Dies zeigen jüngste Beispiele aus dem Gebiet der Atom-, Molekül- und optischen Physik.[7]

Numerische Berechnung

Eine Folge v​on Näherungen a​n die W-Funktion k​ann rekursiv mithilfe d​er Beziehung

${\displaystyle w_{j+1}=w_{j}-{\frac {w_{j}e^{w_{j}}-z}{e^{w_{j}}(w_{j}+1)-{\frac {(w_{j}+2)(w_{j}e^{w_{j}}-z)}{2w_{j}+2}}}}}$

berechnet werden.[8] Alternativ kann auch das Newton-Verfahren zur Lösung der Gleichung ${\displaystyle we^{w}-z=0}$ verwendet werden:

${\displaystyle w_{j+1}=w_{j}-{\frac {w_{j}e^{w_{j}}-z}{e^{w_{j}}+e^{w_{j}}w_{j}}}}$.

Tabelle reeller Funktionswerte

${\displaystyle W_{0},}$ oberer Zweig:

${\displaystyle {\begin{array}{c|c|c|c|c|c|c|c|c|c|c|c|c|c|c|c}x&-0{,}3679&-0{,}34&-0{,}2&0&0{,}3&0{,}7&1{,}2&2&3&4&6&10&20&40&+\infty \\\hline y&-1&-0{,}6537&-0{,}2592&0&0{,}2368&0{,}4475&0{,}6356&0{,}8526&1{,}0499&1{,}2022&1{,}4324&1{,}7455&2{,}205&2{,}6968&+\infty \\\end{array}}}$

${\displaystyle W_{-1},}$ unterer Zweig:

${\displaystyle {\begin{array}{c|c|c|c|c|c|c|c|c|c|c|c|c|c|c}x&-0{,}3679&-0{,}365&-0{,}355&-0{,}31&-0{,}25&-0{,}18&-0{,}1&-0{,}05&-0{,}025&-0{,}01&-0{,}005&-0{,}001&-0{,}0001&0\\\hline y&-1&-1{,}1307&-1{,}2912&-1{,}7044&-2{,}1533&-2{,}7128&-3{,}5772&-4{,}4998&-5{,}3696&-6{,}4728&-7{,}284&-9{,}118&-11{,}6671&-\infty \\\end{array}}}$

Andere Werte lassen sich leicht über ${\displaystyle x=y\,e^{y}}$ berechnen.

Eine Näherung von ${\displaystyle W_{0}(x)}$ für große ${\displaystyle x}$ ist[9]

${\displaystyle W_{0}(x)\approx \ln(x)-\ln(\ln(x))+\ln(\ln(x))/\ln(x).}$

Einzelnachweise

1. T. C. Scott, R. B. Mann: General Relativity and Quantum Mechanics: Towards a Generalization of the Lambert W Function. In: AAECC (Applicable Algebra in Engineering, Communication and Computing). 17 Nr. 1, April 2006. S. 41–47. acm.org; Arxiv-Artikel.
2. T. C. Scott, G. Fee, J. Grotendorst: Asymptotic series of Generalized Lambert W Function. In: SIGSAM (ACM Special Interest Group in Symbolic and Algebraic Manipulation). 47, Nr. 185, 2013, S. 75–83. (Seite nicht mehr abrufbar, Suche in Webarchiven)
3. T. C. Scott, G. Fee, J. Grotendorst, W. Z. Zhang: Numerics of the Generalized Lambert W Function. In: SIGSAM. 48, Nr. 188, 2014, S. 42–56. (Seite nicht mehr abrufbar, Suche in Webarchiven)
4. P. S. Farrugia, R. B. Mann, T. C. Scott: N-body Gravity and the Schrödinger Equation. In: Class. Quantum Grav. 24, 2007, S. 4647–4659. doi:10.1088/0264-9381/24/18/006; Arxiv-Artikel.
5. T. C. Scott, M. Aubert-Frécon, J. Grotendorst: New Approach for the Electronic Energies of the Hydrogen Molecular Ion. In: Chem. Phys. 324: 2006. S. 323–338. doi:10.1016/j.chemphys.2005.10.031; Arxiv-Artikel.
6. Aude Maignan, T. C. Scott: Fleshing out the Generalized Lambert W Function. In: SIGSAM. 50, Nr. 2, 2016, S. 45–60. doi:10.1145/2992274.2992275.
7. T. C. Scott, A. Lüchow, D. Bressanini, J. D. Morgan III: The Nodal Surfaces of Helium Atom Eigenfunctions. In: Phys. Rev. A. 75:060101, 2007. scitation.aip.org. (Memento vom 17. Juli 2012 im Webarchiv archive.today).
8. R. M. Corless u. a.: On the Lambert W function. (Memento vom 14. Dezember 2010 im Internet Archive). (PDF; 304 kB). In: Adv. Computational Maths. 5, 1996, S. 329–359.
9. Eric W. Weisstein: Lambert W-Function. In: MathWorld (englisch).