Уравнения математической физики

волновой оператор.

Рассмотрим вспомогательную функцию: µ §.

Рассмотрим: µ § . Заметим: µ § .

В дальнейшем: x принадлежит малому конусу с вырезанным цилиндром.

Проинтегрируем левую и правую части тождества по µ § :

µ § ,

где: - единичный вектор внешней нормали к границе области.

Разобьем этот интеграл на 3 интеграла: µ §;

потом µ § .

Рассмотрим на конической поверхности µ § интеграл µ §

Вычислим все частные производные функции v по µ § и по направлению внешней нормали к поверхности: µ §

µ §

µ §

Зная, что µ §, получим: µ §,

где: µ §. Вывод: µ §.

Рассмотрим µ § , зная, что для µ §.

µ §

Переход к пределу:

µ §

Вычислим: µ § µ § - внутренняя нормаль к цилиндру.

Т.к. u - непрерывно дифференцируема на поверхности, то:

µ § µ §

учитывая: µ § на цилиндрической поверхности.

µ §

В силу оценки: µ §

Получим: µ §

µ §µ §µ §

µ §

µ §

µ §

Получена формула Кирхгофа: (1)

µ §

Замена переменных (чтобы легче было дифференцировать по t):

µ §

µ §Продифференцировано первое слагаемое: µ §

µ §

Геометрический смысл формулы.

1. В первых двух интегралах производится интегрирование по границе основания конуса - трехмерной сфере.

2. В третьем интеграле производится интегрирование по основанию конуса - трехмерному шару.

3. Значение даламбериана вычисляется интегрированием по боковой поверхности конуса.

СМЫСЛ. Дважды дифференцируемая функция u(x,t) выражается через значение первых производных на сфере (границе основания конуса) и её даламбериан на боковой поверхности конуса.

Задача Коши для волнового уравнения.

Обозначим: µ §

Определение.

Функция u(x,t) , такая, что:

1) µ § - дважды непрерывно дифференцируемая на µ § ;

2) µ § - один раз непрерывно дифференцируемая в замыкании этого множества;

называется классическим решением задачи Коши для волнового уравнения, если:

µ §

Пусть n=3.

Обозначим: µ §

По формуле Кирхгофа функция u(x,t) выражается для любого конуса µ § через функции µ § в этом конусе. Функция u(x,t) однозначно определяется функциями µ § в любом конусе и, значит, в полупространстве.

Теорема единственности.

Задача Коши (2)-(3) не может иметь более одного решения.

Вопрос существования.

Если классическое решение существует, то оно задается формулой Кирхгофа (4):

µ §

Таким образом, вопрос о существовании классического решения
сводится к нахождению условий, налагаемых на функции µ § , при которых функция, стоящая в правой части формулы (4), является решением этой задачи. Получено лишь достаточное условие.

Предварительные рассуждения.

Введем функцию: µ §

Есть µ § . Для каждого µ § определяется µ § как интеграл.

Производится исследование µ § .

Лемма 1.

Пусть функция g и все её производные по пространственным переменным непрерывны до порядка k : µ § , тогда:

1) функция и все её производные вплоть до порядка k по x и t непрерывны на множестве µ § : µ §

2) для µ § и µ § функция µ § удовлетворяет однородному волновому уравнению при и следующим условиям:µ §

Доказательство.

В (5) перейдем к новой переменной, тогда: µ §

Отсюда следует первое утверждение леммы.

Применим µ § к µ § , тогда: µ §

Подставим t=0: µ § .

Возьмем производные по t от µ § : µ § .

Рассмотрим производную при t=0: µ §

Преобразуем второе слагаемое: µ §

обозначим : µ §

тогда (7) примет вид: µ § .

Используем его для вычисления второй производной по времени: µ §

µ §

Предствляя этот объемный интеграл в виде повторного интеграла: сначала по сфере, а затем от 0 до t, получим равенство: µ § - вследствие формулы (6) справедливо последнее равенство.

Лемма доказана.

Теорема 2.

Пусть:

µ § - трижды непрерывно дифференцируемая в µ § : µ § ;

µ § - дважды непрерывно дифференцируема в µ § : µ § ;

µ § - непрерывны : µ § ;

тогда: решение задачи Коши (2)-(3) существует и дается формулой Кирхгофа (4).

Доказательство.

Рассмотрим второе слагаемое: µ § в силу леммы 1 есть: µ §

Рассмотрим первое слагаемое µ § . T.к. µ §, то: µ §

µ § µ §

Начальные условия: µ § ; µ § .

Рассмотрим: µ §,

где: µ § - обозначение.

В силу леммы 1 G и все её производные по x и t до второго порядка включительно непрерывны на множестве µ § .

Функция G удовлетворяет: µ §

Перейдем к F. F непрерывна вместе со всеми производными по x до второго порядка включительно в области µ § , и её первая производная по времени непрерывна в этой области.

Вычислим производную F по t: µ § но: µ § , и: µ § Следует: µ § .

µ § - удовлетворяет волновому уравнению: µ §

µ § - удовлетворяет однородным начальным условиям: µ §

Окончательно: µ § - удовлетворяет волновому уравнению µ § и начальным условиям: µ § .

Замечание.

Доказательство теоремы о существовании и единственности классического решения задачи Коши в случае, когда n=3, опиралось на интегральное представление функции в виде формулы Кирхгофа. Формулы, аналогичные формуле Кирхгофа, можно вывести для произвольного числа пространственных переменных. Эти формулы дают выражение достаточно гладкой функции u(x,t) через её первые производные и даламбериан в конусе.

Пользуясь этим представлением, можно обобщить эти теоремы существования и единственности для произвольного числа переменных (n>3).

Замечание.

Формулы, аналогичные формулам Кирхгофа для n=1 и n=2, можно получить из n=3 методом спуска.

Метод спуска (как из формулы Кирхгофа получить формулы Пуассона и Даламбера).

µ §

Надо получить формулу Кирхгофа для n=2 - формулу Пуассона.

Обозначения: µ §

Преобразуем интегралы:

µ § Рассмотрим: µ §

Заменим µ § .

Получим формулу:

µ §

Получена формула Пуассона:

µ §

Формула Даламбера:

µ §

Обозначим: µ §.

Введём фундаментальное решение уравнения теплопроводности:

µ §

Свойства U для уравнения теплопроводности.

1.µ §

2.Если U продолжить тождественным 0 при µ §, то такая функция µ § - бесконечно дифференцируема.

Доказательство.

Если выписывать производные функции U, то получится рациональная функция, умноженная на экспоненту, экспонента стремится к 0 быстрее любой рациональной функции, значит, пределы все равны 0, и получена бесконечная гладкость.

3.µ §

Доказательство.

µ §

В качестве упражнения: µ §.

4.µ §

где µ § - формула представления решения задачи Коши для уравнения теплопроводности.

Дополнительные обозначения.

Пусть µ §, пусть u, Lu - ограничены в полосе.

Введём µ §, обладающую свойством: µ §

µ § - используются срезающие функции.

µ §

n - размерность постранства µ §.

N - определяет область интегрирования.

Будем считать:

µ § - интегрирование по цилиндру.

µ §

Сначала рассмотрим интеграл:

µ §

Можно применить теорему Лебега о предельном переходе под знаком интеграла:

µ §

Т.к. µ §, то

µ §

произведём замену µ § , тогда µ §

µ §

µ §.

Если докажем, что остальные пределы дают 0.

Формула Пуассона:

µ §

µ §

Можно найти решение задачи Коши для уравнения теплопроводности:

Рассматривается задача:

µ § (1)

µ § (2)

Если решение из рассматриваемого класса существует, то оно представляется формулой: µ §.

В рассматриваемом классе решений задача Коши для уравнения теплопроводности может иметь не более 1 решения.

µ §µ §

µ §

µ §

Применим теорему Лебега о предельном переходе под знаком интеграла

(необходимо, чтобы все элементы последовательности были ограничены интегральной функцией).

µ §

где : µ §.

Подынтегральная функция ограничена .

Так как : µ §, то :

µ §

Замена :µ §.

µ §, а интеграл µ § - сходящийся.

Сделано ограничение интегрируемой функцией.

Можно применять теорему Лебега о предельном переходе.

Теория Фредгольма.

(в Гильбертовом или Банаховом пространстве).

Рассмотрим компактный оператор µ § гильбертово пространство.

Изучаем уравнение :

µ § (1)

однородное уравнение µ § (2)

однородное сопряженное уравнение µ § (3)

Теорема Фредгольма.

Теорема.

1. Если однородное уравнение (2) имеет единственное тривиальное решение, то неоднородное уравнение (1) имеет единственное решение для любой правой части из гильбертова пространства H.

2. Если уравнение (2) имеет нетривиальное решение, то тогда неоднородное уравнение (1) разрешимо тогда и только тогда, когда правая часть уравнения (1) ортогональна всем решениям уравнения (3) : µ §.

3. Размерность ядра оператора µ § равна размерности оператора µ § и конечна.

µ §.

Введём : µ §, тогда µ §.

Лемма 1.

µ §, µ §.

Доказательство.

Предположим противное : µ §.

Ядро - замыкает линейное подпространство.

µ §

Следовательно единичный шар отображается на себя (в некомпактное множество), а оператор компактный.

Ядро - замыкание бесконечномерного подпространства Гильбертова пространства.

Имеем противоречие, доказывающее теорему.

Лемма 2.

µ §, µ § - замкнуты в подпространстве.

Доказательство.

Пусть µ §. Докажем, что µ §.

µ §.

Разложим µ § на ортогональные составляющие.

µ §µ §, где µ §.

Значит : µ § .

1). µ § - ограниченная последовательность, следовательно можно выбрать подпоследовательность µ § такую, что µ §- сходящаяся.

Тогда : µ §. В этом случае µ § сходится в H.

µ §.

2). µ § - неограниченная. Можно выбрать подпоследовательность µ § такую, что:

µ §, тогда :

µ §, µ §.

µ §, µ §, µ §

Из сходимости следует, что ненулевые элементы принадлежат ядру и ортогональному дополнению : µ §.

Лемма 3.

µ §

Доказательство.(первая часть)

Пусть µ §, тогда : µ §.

Получили : µ §.

Пусть µ §, тогда : µ §.

µ §.

Значит : µ §.

Введём обозначения :

µ §

Лемма 4.

µ §.

Доказательство.

Предположим противное : пусть такого k не существует.

µ §.

Возьмём n §.

При этом µ §.

µ §.

Из подпоследовательности µ § нельзя выбрать фундаментальную подпоследовательность : µ § - фундаментальна.

Получили противоречие.

Лемма 5.

Пусть µ § , тогда µ §.

Доказательство. (совпадает с доказательством 1^-ой части теоремы).

Предположим противное : µ §.

Предположили : µ §, т.е. :

Для µ §.

Одновременно : для µ §.

Пусть µ §

µ §

По индукции : µ §.

Получено противоречие. Лемма 5 доказана.

Лемма 6.

µ §.

Доказательство.

Предположим противное, т.е. µ §.

Обозначим через µ § - ортонормированный базис в µ §.

µ §.

µ §.

Если докажем, что оператор S имеет тривиальное ядро, то по лемме 5 получим :

µ §.

Пусть µ §. По лемме 3 получаем µ §.

Если x ортогонален µ § для любого i , то : µ §.

Можно выбрать µ §.

Умножим левую и правую части равенства на µ § :

µ §

Значит : n=m.

Доказательство теоремы Фредгольма.

1) доказано по лемме 5 ;

2) доказано по лемме 6 и по лемме 3;

3) доказано по лемме 1 и 6.

Теорема доказана.

Тема. Теорема Гильберта-Шмидта.

Пусть µ § , A - самосопряженный, ограниченный оператор; H - унитарное, бесконечномерное полное сепарабельное пространство.

Лемма 1.

Пусть µ § - самосопряженный, линейный, ограниченный оператор, тогда все собственные значения - вещественные.

Доказательство.

Пусть µ § - собственное значение оператора A, соответствующее собственной функции x, тогда: µ §

Лемма 2.

Пусть µ § - самосопряженный, линейный, ограниченный оператор, тогда собственные функции, соответствующие различным собственным значениям, ортогональны.

Доказательство.

Пусть µ § - различные собственные значения оператора A, соответствующие различным собственным функциям µ § , тогда: µ §

Значит, собственные функции ортогональны.

Дополнительные обозначения.

Рассмотрим квадратичную форму µ § - эрмитова и принимает только вещественные значения. Обозначим через µ § .

Лемма 3.

µ § - норма оператора равняется супренуму от модуля квадратичной формы.

Пояснение: ,

т.е. µ §

Доказательство.

1) докажем, что: µ §.

µ §; отсюда: µ §.

2) докажем, что: µ §.

µ §

Лемма доказана.

Обозначим через µ § µ § µ § .

Лемма 4.

Пусть µ § - ограниченный, самосопряженный оператор в H, тогда: m и M принадлежат спектру оператора A: µ §.

Доказательство.

Вместо A рассмотрим A-mE (спектр сдвинется на m, и оператор станет неотрицательным):

µ §

Не ограничивая общности рассуждений: оператор A - неотрицательный.

2. µ § - докажем.

µ §, и последовательность µ § , что: µ § . Рассмотрим: µ § (т.к. µ §, то член ограничен: µ § )

µ §.

Получено: µ § и норма образа µ § .

A-ME - не может иметь ограниченный обратный оператор.

Определение.

Подпространство µ § называется инвариантным подпространством оператора A, если из µ § следует µ § .

Лемма 5.

Пусть µ § - инвариантное подпространство ограниченного самосопряженного оператора A, тогда: µ § - ортогональное дополнение к этому подпространству - тоже инвариантное подпространство того же самого оператора A.

Доказательство.

Пусть µ § ; докажем, что µ § .

Рассмотрим: µ § , где: µ § , µ § .

Лемма доказана.

Лемма 6.

Спектр компактного, самосопряженного оператора состоит из 0 и изолированных собственных значений конечной кратности.

Доказательство.

1. Докажем, что µ § всегда.

Пусть µ § , тогда существует ограниченный обратный оператор µ § .

Возьмем µ § . µ § переводит шар (не компактное множество) в себя. Получено противоречие.

2. Рассмотрим µ §

µ §

Если µ § - собственное значение оператора A, то (2) - имеет нетривиальное решение, и (1) - всегда разрешимо. По теореме Банаха - оператор A имеет ограниченный обратный оператор.

Случай 1: (2) имеет нетривиальное решение, и (1) имеет решение не для всех правых частей, а только для тех, которые ортогональны решениям (2).

Случай 2: µ § ; других ненулевых точек, кроме собственного значения, быть не может.

3. Докажем: все собственные значения ограничены.

Рассмотрим µ § , где:

µ § - собственный вектор, соответствующий собственному значению µ § ,

µ § - собственный вектор, соответствующий собственному значению µ § ,

тогда: µ § .

Получено противоречие.

Комментарии:

- 0 может быть собственным значением бесконечной кратности, а остальная часть спектра - из конечного числа собственных значений.

- 0 может не быть собственным значением, но тогда он - точка непрерывного спектра.

Окончательно: спектр состоит из изолированных собственных значений конечной кратности и 0.

Теорема Гильберта-Шмидта.

Пусть µ § - компактный самосопряженный оператор, тогда существует ортонормированный базис µ § , состоящий из собственных функций оператора A.

Доказательство.

Оператор A - ненулевой, следовательно: µ § и µ § .

Значит, µ § можно определить как максимум, и m , M- собственные значения. Можно найти наибольшее по модулю собственное значение µ § . Оно имеет конечную кратность, ему соответствует некоторое количество собственных векторов.

Проведем процесс ортогонализации, и получим µ § - подпространство собственных векторов оператора A, соответствующих собственному значению µ § . Далее рассмотрим µ § - тоже инвариантное подпространство, и на нем A - компактный, самосопряженный. Если A на µ § не равен 0, на нем рассмотрим µ § . Найдем аналогично µ § и соответствующее ему µ § . Рассмотрим µ § и найдем собственное значение, если оператор - не 0. В результатет получены µ §.

Конец:

на каком-то ортогональном подпространстве оператор A обращается в 0, и получена конечная сумма , т.е. µ § .

иначе: µ § - ортогональная сумма подпространств совпадает с H , т.к. иначе на ортогональной сумме рассматривается ортогональное дополнение, и находится ещё одно собственное значение.

Возможны 2 случая:

1) ортонормированный базис из элементов подпространств ( в этом случае система собственных векторов дополнняется до ортонормированного базиса элементами ядра оператора A):

µ § ;

2) бесконечный ортонормированный базис :

µ § .