Одним из основных методов решения краевых задач математической физики является метод разделения переменных <метод Фурье). Его суть состоит в представлении искомого решения в виде ряда Фурье по некоторой ортогональной системе функций, связанных с рассматриваемой задачей. Изучение метода Фурье мы начнем с описания его применения к решению первой краевой задачи для неоднородного волнового уравнения с неоднородными начальными и граничными условиями (5.31).
В соответствии с методом редукции (см. п. 3.6) разобьем эту задачу на частные задачи, содержащие неоднородности только в уравнении, или в начальных, или в граничных условиях:
Очевидно, решение задачи (5.31) можно представить как сумму решений частных задач (I), (II) и (III).
1. Задача (I). Свободные колебания струны с закрепленными концами.
Начнем с задачи (I) с однородным уравнением и однородными граничными условиями, что соответствует свободным (невынужденным) колебаниям струны с закрепленными концами:
Идея метода Фурье или метода разделения переменных состоит в следующем. Поскольку уравнение (5.33) линейно и однородно, любая линейная комбинация его частных решений также является решением. Кроме того, граничные условия (5.34) однородны, поэтому линейная комбинация функций, удовлетворяющих этим условиям, также удовлетворяет им. Попытаемся найти набор решений уравнения (5.33), удовлетворяющих граничным условиям (5.34), и такой, что для любых допустимых начальных условий (5.35) можно подобрать линейную комбинацию (как правило, бесконечную) этих решений так, чтобы удовлетворить этим начальным условиям. Такая линейная комбинация и будет искомым решением краевой задачи (5.33)—(5.35).
Для нахождения указанного набора частных решений сформулируем следующую вспомогательную задачу: найти решение уравнения (5.33), удовлетворяющее однородным граничным условиям (5.34) и представимое в виде произведения функций, каждая из которых зависит только от одной переменной:
Подстановка (5.36) в (5.33) дает 
или после деления обеих частей равенства на ^(х) • T(t)
Правая и левая части равенства (5.37) зависят от разных переменных, следовательно, данное равенство возможно, только если его части сохраняют постоянное значение при изменении переменных х и t в допустимых пределах, т.е.
где X = const (знак «минус» выбран для удобства дальнейших выкладок).
Из (5.38) получаем уравнения для определения не равных тождественно нулю функций A»(x) и T(t):
Граничные условия (5.34) могут выполняться, только если
поскольку иначе равенства и(0, t) = X(0)T(t) = 0 и и <1, t)= X(l)T(t) = = 0 возможны только при T(t) = 0, а тривиальное решение нас не интересует.
Таким образом, в поисках функции ЛГ(х) мы приходим к задаче
которая нетривиально разрешима не при всех значениях параметра А. Поэтому необходимо сначала найти те значения А,, при которых нетривиальные решения задачи (5.40)—(5.41) существуют (т.е. найти собственные значения этой задачи), а затем найти сами нетривиальные решения, соответствующие этим значениям (их называют собственными функциями задачи (5.40)—(5.41)).
В поисках собственных значений рассмотрим случаи.
Случай 1. А = -у 2 0. Общее решение уравнения (5.40) имеет вид
Из граничных условий следует:
Поскольку уI * 0, эта система имеет только нулевое решение С = С2 = 0, т.е. Х(х) = 0. Итак, собственных значений А 2 >0, где у = fX > 0. Из общего решения уравнения (5.40) 
и граничных условий (5.41) находим:
Для нетривиального решения X(х) постоянная С2 * 0. Это значит,
Итак, нетривиальные решения задачи (5.40)—(5.41) существуют только при
поэтому числа Хп из (5.42) являются собственными значениями этой задачи. Соответствующие собственные функции имеют вид
где постоянные Сп, которые можно выбрать произвольно, в дальнейшем мы будем считать равными единице.
Собственным числам (5.42) соответствуют следующие решения уравнения (5.39):
Итак, с учетом (5.36), (5.43) и (5.44) можно записать выражение для искомых частных решений уравнения (5.33), удовлетворяющих граничным условиям (5.34):
В силу линейности и однородности уравнения (5.33), а также однородности граничных условий (5.34) указанным уравнению и граничным условиям при любых значениях коэффициентов Ап и Вп удовлетворяют не только функции ип(х, /), но и их сумма
Подберем коэффициенты Лп и Вп так, чтобы функция и(х, t) из (5.46) удовлетворяла начальным условиям (5.35):
Функции ф(х) и |/(х) из начальных условий (5.35) заданы на отрезке [0; /]. Продолжим их нечетным образом на промежуток [-/; /] и, предполагая, что на нем ф(х) и ф(х) непрерывны и кусочногладки, представим эти функции рядами Фурье по тригонометрической системе. В силу нечетности этих функций получим разложения Фурье по синусам:
- а) 0 эта функция непрерывна в замкнутой области DT = <(*, /)|0 2 , В 2 и оце-
вытекающих из неравенства ab 2 + Ь 2 ). Поэтому согласно признаку Вейерштрасса ряды (5.52) и (5.53) сходятся равномерно в замкнутой области DT. А это означает, что функция u(x, t) из (5.46) имеет в DT вторые производные «**(*, t) и utt(x, t), которые можно найти почленным дифференцированием ряда (5.46), причем эти производные непрерывны в DT, см. [4].
Подставив в уравнение (5.33) вместо «**(*, t) и utt(x, t) соответствующие ряды из (5.52) и (5.53), нетрудно убедиться, что u(x, t) из (5.46) есть решение этого уравнения в области DT. Выполнение граничных и начальных условий (5.34) и (5.35) обеспечивается методом разделения переменных. >
Замечание. Достаточные условия теоремы 5.3 гарантируют существование классического решения задачи (5.33)—(5.35), см. п. 1.3. Однако требования этой теоремы к функциям . ;
могательного угла фи: v ^ в виде
Из (5.54) следует, что составляющие ип(х, t) решения (5.46) описывают гармонические колебания точек струны с одинаковой кру- 7icn
говои частотой cow = -у- и амплитудами, зависящими от координат х этих точек по закону синуса: Сп sin^y^-. Такие колебания называются стоячими волнами или гармониками.
Очевидно, при sin- = 1, т.е. в точках с абсциссами
отклонения струны максимальны. Такие точки называют пучностями
стоячей волны. Точки струны, для которых sin-= 0, т.е. х- = —,
i = 0, 1, . «, неподвижны. Эти точки называются узлами стоячей волны. Профили стоячих волн ип(х, t), п = 1, 2, 3 для десяти равноотстоящих моментов времени показаны на рис. 5.5.
колебаний стоячих волн называются собственными частотами
струны. Напомним, что с 2 = —, где Т — натяжение струны, а р — ее
Р линейная плотность, см. п. 3.1. Поэтому со„ = — —, т.е. соб-
ственные частоты струны растут с увеличением ее натяжения и убывают с ростом ее длины и плотности материала.
Согласно (5.46) колебание струны представляет собой суперпозицию колебаний с собственными частотами (5.55). Звук, издаваемый струной, воспринимается как объединение простых тонов, т.е. гармонических звуков с частотами соя. Тон с наименьшей частотой (Oj называют основным тоном струны, а остальные тона — обертонами. Тембр звука определяется распределением общей энергии колебания по его гармоникам.
2. Задача (II). Вынужденные колебания струны с закрепленными концами при нулевых начальных условиях.
Рассмотрим теперь краевую задачу (II) из (5.32), соответствующую вынужденным колебаниям струны с закрепленными концами, в начальный момент времени находившейся в положении равновесия и в состоянии покоя:
Будем искать ее решение в виде разложения по собственным функциям ^„(х) = sin^x j задачи с однородным уравнением (5.33) и однородными граничными условиями (5.34), см. (5.43):
Очевидно, функция и(х, t) из (5.59) удовлетворяет граничным условиям (5.57), поэтому за счет выбора коэффициентов Un(t) остается добиться того, чтобы эта функция была решением неоднородного уравнения (5.56) и удовлетворяла однородным начальным условиям (5.58).
Представим правую часть этого уравнения /(х, t) в виде разложения в ряд по функциям jsin^xj, рассматривая t как параметр. Для этого, как и выше, продолжим /(х, t) по переменной х нечетным образом на промежуток [-/; /] и, предполагая на нем непрерывность и кусочную гладкость по х функции /(х, /), представим эту функцию рядом Фурье по тригонометрической системе:
Заменив в уравнении (5.56) правую часть ее разложением (5.60) и подставив в него искомое решение (5.59), приходим к равенству
Отсюда и из однородных начальных условий (5.58) получаем задачу Коши для обыкновенного дифференциального уравнения:
Общее решение неоднородного уравнения (5.62) найдем как сумму общего решения соответствующего однородного уравнения, т.е.
и частного решения Un(t) неоднородного уравнения. Последнее можно найти методом вариации произвольных постоянных, см. [9]:
В соответствии с этим методом для функций Cn(t) и Dn<t) получаем дифференциальные уравнения первого порядка:
интегрируя которые находим эти функции: 
Таким образом, частное решение (5.65) неоднородного уравнения найдено:
Сложив его с общим решением (5.64) однородного уравнения, запишем общее решение неоднородного уравнения (5.62):
Начальные условия (5.63) дают Сп = Dn = 0, откуда
поэтому искомое решение (5.59) задачи (5.56)—(5.58) имеет вид
1. Учитывая равенство (5.61) и меняя порядок суммирования и интегрирования, можно представить решение (5.67) в виде
где 
2. Функция G(x, s, t — т) называется функцией источника, функцией Грина или функцией влияния мгновенного сосредоточенного импульса. Она характеризует вклад Аи(х, t) в общее решение и(х, t) внешнего воздействия единичной интенсивности (f(s, т) = 1), локализованного в малой окрестности AsAt точки (5, т), т.е.
3. На основе методики, использованной при доказательстве теоремы 5.3, можно обосновать достаточные условия, при которых решение задачи (5.56)—(5.58) существует и представимо рядом (5.67), см. теорему 5.5.
Теорема 5.5. Пусть функция /(х, t) из уравнения (5.56) дважды непрерывно дифференцируема по х в области DT, непрерывна в замкнутой области DT и /(0, t) = /(/, ?) = 0 при 0 t) — решения задач вида (I) и (II) из (5.32). Сначала рассмотрим задачу вида (I): 
Ее решение находим согласно (5.46), (5.47), обозначив соб-
ственные частоты струны —— = со,, (см. (5.55)):
v 
Теперь перейдем к задаче вида (И) из (5.32):
Для ее решения сначала по формуле (5.61) находим: 
Далее из (5.66) получаем:
Отсюда в соответствии с (5.59) записываем решение задачи вида (II):
Теперь можно получить выражение для искомого решения: 
или
Замечание. Из найденного решения видно, что если частота со
внешнего воздействия F(x, t) = — sin со/ приближается к какой-либо
из собственных частот струны со„, то отклонения и(х, t) точек струны от положения равновесия неограниченно возрастают, т.е. наступает резонанс. Неограниченность амплитуды колебаний струны — следствие идеализации в принятой модели, не учитывающей потерь механической энергии в результате трения и других причин.
Видео:Метод Фурье для неоднородного уравнения теплопроводностиСкачать
Метод Фурье
Содержание:
По этой ссылке вы найдёте полный курс лекций по математике:
Метод Фурье, или метод разделения переменных, является одним из наиболее распространенных методов решения уравнений с частными производными. Рассмотрим этот метод, обратившись к простейшей задаче о свободных колебаниях однородной струны длины i, закрепленной на концах. §4. Свободные колебания однородной струны, закрепленной на концах Задача о свободных колебаниях однородной струны с закрепленными концами сводится к решению уравнения при граничных условиях и начальных условиях.
Метод Фурье Задачу (1 )-(3) называют смешанной: она содержит и начальные и граничные условия. Решение задачи начнем с поиска частных решений уравнения (1) вида При этом будем предполагать, что каждое из них удовлетворяет граничным условиям (2), но не равно нулю тождественно. Подставляя функцию и<х, t) в форме (4) в уравнение (1), получаем ИЛИ Последнее равенство (его левая часть зависит только от а правая — только от х) возможнолишь втом случае, если обе его части не зависят ни от ty ни от х,т.е. равны одной и той же постоянной.
Обозначим эту постоянную (разделения) через (-А), Из равенства (5) получаем два обыкновенных дифференциальных уравнения Граничные условия (2) дают откуда (T(t) £ 0) следует, что функция Х(х) должна удовлетворять граничным условиям Чтобы получить нетривиальные решения tt(x, t) вида (4), удовлетворяющие граничным условиям (2), необходимо найти нетривиальные решения уравнения удовлетворяющие граничным условиям.
Таким образом, мы приходим к следующей задаче: найти значения параметра А, при которых существуют нетривиальные решения задачи (7)-(8), а также сами эти решения. Такие значения параметра А называются собственными значениями, а соответствующие им нетривиальные решения — собственными функциями задачи (7)-(8). Сформулированную таким образом задачу называют задачей Штурма—Лиувилля. Найдем собственные значения и собственные функции задачи (7)-(8).
Рассмотрим отдельно три случая, когда 1.
При общее решение уравнения (7) имеет вид Потребовав выполнения граничных условий (8), получим (6) (7) Так как определитель системы (9) отличен от нуля, то . Следовательно, Х(х) = 0, т. е. при нетривиальных решений задачи не существует. (9) 2. При А = 0 общее решение уравнения (7) имеет вид Граничные условия (8) дают откуда С, = С2 = 0, и следовательно, при А = 0 нетривиальных решений задачи (7)-(8) также не существует. 3.
При Л > 0 общее решение уравнения (7) имеет вид Потребовав выполнение граничных условий (8), получим Система (10) имеет нетривиальные решениятогда и толькотогда, когда определитель системы равен нулю, Метод Фурье будут собственными функциями задачи. Собственные функции определены с точностью до постоянного множителя, который мы выбрали равным единице. При А = А* общее решение у равнения (6) имеетвид ктга кчга где Аки Bk — произвольные постоянные. Таким образом, функции удовлетворяют уравнению (1) и граничным условиям (2) при любых Ак и Вку В силу линейности и однородности уравнения (1) всякая коневая сумма решений будет также решением уравнения (1).
То же справедливо и для ряда если он сходится равномерно и его можно дважды почленно дифференцировать по х и по t. Поскольку каждое слагаемое в ряде (11) удовлетворяет граничным условиям (2), то этим условиям будет удовлетворять и сумма u(s, t) этого ряда. Остается определить в формуле (11) постоянные .4* и Вк так, чтобы выполнялись и начальные условия (3). Продифференцируем формально ряд (11) по t.
Имеем Полагая в соотношениях (l 1) и (12) t = 0, в силу начальных условий (3) получим Формулы (13) представляют собой разложения заданных функций вряд Фурье по синусам в интервале Коэффициенты разложений (13) вычисляются по известным формулам / I Теорема 2. Если и удоъчетворяет условиям и удовлетворяет условию то сумма tx(x, £) ряда (11), где -А* и В* опредыяются формулами (14), имеет в области непрерывные частные производные до второго порядка включительно по каждому из аргументов, удовлетворяет уравнению (1), граничным условиям (2) и начальным условиям (3), т. е. является решением задачи (1 )-(3).
Пример. Найти закон свободных колебаний однородной струны длины I, закрепленной на концах, если в начальный момент t = 0 струна имеет форму параболы — const), а начальная скорость отсутствует. 4 Задача сводится к решению уравнения при граничных условиях и начальных условиях.
Возможно вам будут полезны данные страницы:
Метод Фурье
Применяя метод Фурье, ищем нетривиальные решения уравнения (1), удовлетворяющие граничным условиям (2), в виде Подставляя «(*,*) в форме (4) в уравнение (1) и разделяя переменные, получим откуда причем в силу (2) Как было установлю но выше, собственные значения задачи (7)-(8) а соответствующие собственные функции Для А = Ащ общее решение уравнения (6) имеет вид пяа ижа Будем иска тъ решение исходной задачи в виде ряда Для определен ия коэффициентов -4Я и Z?„ воспользуемся начальными условия ми (3).
| Имеем Из формулы (II) срезу |
получаем, что 2?„ = 0 для любог о п, а из (10) Метод Фурье откуда, интегрируя по частям дважды . находи м . Подставляя наеденные значения А, и в ряд (9), получим решение поставленной задачи , Замечание. Если начальные фукхдда не удовлетворяют условиям теоремы 2, то дважды непрерывно дифференцируемого решения смешанной задачи (1)-(3) может и не существовать.
Однако если , то ряд (II) сходетс* равномерно при и любом t и определяет непрерывную функюао u(xtt). В этом случае можно говорить лишь об обобщенная решении задачи. Каждая из функций определяет так называемые собств енные колебания струны, закрепленной на концах. При собственных колебаниях, отвечающих к = 1, струна издает основной, самый низкий тон.
При колебаниях, соответствующих ббльшим Л.она издает более высокие тоны, обертоны. Записав *) в виде заключаем, что собственные колебания струны — стоячие волны, при которых точки струны совершают гармонические колебания с амплитудой Нк sin частотой Метод Фурье Мы рассмотрели случай свободных колебаний однородной струны, закрепленной на концах. Рассмотрим теперьслуч ай других граничных условий.
Пусть, например, левый конец струны закреплен, u(0, t) = 0, а правый конец х — 1 упругосвязан со своим положением равновесия, что соответствует условию . Нетривиальное решение u(x, t) уравнения (1), удовлетворяющее поставленным граничным условиям, будем опять искать в виде В результате подстановки в уравнение (1) приходим к следующей задаче о собственных значениям: найти такие значения параметра Л, для которых дифференциальное уравнение при граничных условиях имеет нетривиальные решения Х(х). Общее решение уравнения (15) имеет вид (А > 0)
Первое из граничных условий
Первое из граничных условий (16) дает С = 0, так что функциями Х(х) с точностью до постоянного множителя являются sin у/Хх. Из второго граничного условия Положим А = ir. Тогда Для отыскания и получаем трансцендентное уравнение. Корни этого уравнения можно найти графически, взяв в плоскости (f, z) сечения последовательных ветвей кривой z = tg(i//) прямой линией z = (рис. 7).
Обе части уравнения (18) — нечетные функции относительно р, поэтому каждому положительному корню i/fc соответствует равный ему по абсолютной величине отрицательный корень. Поскольку изменение знака Uk не влечет за собой появления новых собственных функций (они только изменят знак, что несущественно), достаточно ограничиться положительными корнями уравнения (18).
В результате опять получается последовательность собственных значений и отвечающие им последовательности собственных функций и собственных колебаний Кстати, для n-ой собственной частоты ип получается асимптотическое соотношение в частности, для I = т имеем Если правый конец струны х = I свободен, получаем cos vl = 0. Отсюда ul = § + тиг, так что в случае свободного конца собственные значения и собственные функции соответственно равны
Присылайте задания в любое время дня и ночи в ➔ 
Официальный сайт Брильёновой Натальи Валерьевны преподавателя кафедры информатики и электроники Екатеринбургского государственного института.
Все авторские права на размещённые материалы сохранены за правообладателями этих материалов. Любое коммерческое и/или иное использование кроме предварительного ознакомления материалов сайта natalibrilenova.ru запрещено. Публикация и распространение размещённых материалов не преследует за собой коммерческой и/или любой другой выгоды.
Сайт предназначен для облегчения образовательного путешествия студентам очникам и заочникам по вопросам обучения . Наталья Брильёнова не предлагает и не оказывает товары и услуги.
Видео:Уравнение колебаний струны. Метод разделения переменных. Метод ФурьеСкачать
Электронная библиотека
Здесь мы покажем, как применяются ряды Фурье при решении задачи о колебании струны. Под струной мы понимаем тонкую гибкую нить, не оказывающую сопротивления изгибу.
Рассмотрим струну, которая в начальный момент совмещена с отрезком оси Ох. Будем считать, что концы х = 0 и x = l закреплены на оси Ох. Пусть струна растягивается силами и , приложенными к её концам и направленными вдоль оси Ох. Если струну вывести из состояния равновесия и затем предоставить самой себе, под влиянием растягивающих сил точки струны придут в движение, стремясь вернуться в исходное положение. Придя в это положение, каждая точка струны будет обладать уже некоторой скоростью и по инерции пройдет дальше своего равновесного положения. При этом дальнейшем движении точек они будут тормозиться растягивающими силами и т.д. Таким образом, струна станет совершать некоторое колебательное движение. Задача состоит в исследовании этого движения.
Сделаем ряд предположений. Во-первых, считаем, что, выводя струну из состояния равновесия, мы придаем ей форму некоторой линии. Поскольку концы струны закреплены на оси Ох, то на функцию U(x) линии надо наложить требования U(0) = U(l) = 0. Во-вторых, будем предполагать, что каждая точка струны совершает только поперечные колебания, перпендикулярные оси Ох. В-третьих, колебания предположим малыми, что квадратами отклонений точек струны от оси Ох можно пренебречь. Кроме того, будем считать, что во все время движения струна будет сохранять пологую (гладкую) форму, это значит, что угол , образуемый касательной к струне с осью Ох, мал, чтобы можно было считать . Наконец, считаем струну однородной, причем массу единицы длины струны в её нерастянутом состоянии считать равной её плотности .
Возьмем какую-либо точку струны, имевшую в начальный момент t = 0 абсциссу х. Так как эта точка будет двигаться перпендикулярно оси Ох, то во время движения её абсцисса х не будет меняться. Ордината её у будет зависеть от времени, а также от того, о какой точке идет речь, а именно от абсциссы х этой точки, т.е. ордината будет функцией от х и t. Эту функцию в дальнейшем будем обозначать через U(x, t). Ясно, что она должна удовлетворять граничным условиям:
и начальным условиям:
первое из (4.10) выражает, что струне придана форма, а второе означает, что точки струны имеют начальные скорости (мы, предположим, что ).
Переведем физическую задачу на язык математики, т.е. выведем дифференциальное уравнение, которому должна удовлетворять искомая функция U(x,t). Для этого выделим на струне элементарный участок, который при t = 0 совпадает с отрезком [x,x+dx] оси Ох. В момент t это будет дуга линии U(x ,t). Длина этой дуги:
пренебрегая (мы сделали допущение, что ), получим: ds = dx (т.е. струна не растягивается). Масса выделенного участка равна: . К этому элементу будут приложены растягивающие его силы. Пусть натяжение в точке х будет равно . Тогда к концам нашего элемента будут приложены силы и .
Они направлены по касательным в этих точках. Обозначим через и соответствующие углы в точках струны (рис. 4.1). Обозначим равнодействующую сил, приложенных к концам элемента, через , а ускорение элемента через . Тогда векторное уравнение движения элемента имеет вид:
Спроектируем это уравнение на ось Ох, находим:
( означает проекцию силы на ось Ох, а – численные значения натяжения в точке, абсцисса которой х).
Поскольку точки струны движутся перпендикулярно оси Ох, то , стало быть . Но
так как . Сопоставляя это с равенством , находим, что . Это значит, что величина натяжения не меняется вдоль струны. Но, так как на концах струны это натяжение есть , вместо Fx, Fx=dx будем писать: .
Спроектируем уравнение (4/11) на ось Оу:
Так как , а то (4.13) дает:
Тогда уравнение будет иметь вид:
где . Уравнение (4.14) называется уравнением свободных колебаний струны или волновым уравнением.
Таким образом, механическая задача свелась к чисто математической (получили математическую модель процесса колебания струны): найти такое решение уравнения (4.14), которое удовлетворяет начальным и граничным условиям (4.9) и (4.10). Существуют разные способы решить эту задачу. Один из способов был предложен в XYIII веке Д. Бернулли. Позже, уже в XIX веке, этот способ систематически применялся Фурье для решения целого ряда термодинамических задач, почему он и получил название метода Фурье. Этот способ мы рассмотрим далее. Он требует сначала решения одной важной задачи, которая носит название задачи о собственных значениях и собственных функциях. Однако решим одну вспомогательную задачу: найти функцию U = U(x, t), удовлетворяющую требованиям:
Отличие этой задачи от той, которую нам надо решить, состоит в том, что от искомой функции U(x ,t) мы не требуем, чтобы она удовлетворяла начальным условиям где , но зато требуем, чтобы она имела специальный вид X(x)T(t) и была отличной от тождественного нуля.
Измененная задача решается довольно просто и имеет бесконечное множество решений, из которых удается составить и решение нашей основной задачи.
Итак, пусть имеем первое условие (4.15).
Из него вытекает, существование такой точки , что . Тогда , т.е. . Подставим в граничные условия:
Отсюда видно, что искомая функция X(x) должна удовлетворять условиям:
Подставляя из четвертого условия (4.15.) во второе, получим:
Обратим внимание, на то, что правая часть (4.15) не зависит от . Следовательно, и левая часть от не должна зависеть. С другой стороны, эта левая часть может быть функцией только одного , ибо . Значит, левая (и правая) часть равенства должна быть постоянной величиной. Обозначим ее (пока неизвестную) через .
Допустим, что . Тогда из (4.17) следует . Отсюда и , т.е. должна быть линейной функцией. Подставляя в X(0 )= X(l) = 0, получим:
т.е. , а с ним и , что противоречит допущению первому из (4.15). Таким образом, не существует решения вспомогательной задачи для .
Допустим, что , т.е. , где можно считать положительным. Тогда
Общее решение этого уравнения имеет вид:
Решая эту систему, находим . Это приводит к , что противоречит первому условию (4.15). Итак, неравенство невозможно.
Пусть , т.е. , где . Тогда
Решив это уравнение, получим:
Граничные условия дают: . Заменяя на С, имеем , а второе условие дает . Это возможно лишь при . Значит, для возможны значения , что приводит к следующим выражениям для :
причем при каждом может принять любое (отличное от 0) значение. Заметим, что здесь решена задача о собственных значениях и собственных функциях. Поэтому числа и функции называются соответственно: собственными числами, а функции собственными функциями, которые соответствуют собственным числам (значениям).
Выбрав возможное значение , и подставив в (4/17), получим:
где А и В – произвольные постоянные. Обозначая Т буквой Тn и полагая , , получаем бесконечное множество решений вспомогательной задачи:
Отметим, что наше уравнение и условия линейны и однородны, т.е. такие, что сумма функций , которая удовлетворяет им, также будет решением. Поэтому функция
при условии сходимости ряда также будет решением. Чтобы функция (4.22) была решением исходной задачи надо подобрать и так, чтобы выполнялись начальные условия (4.10).
Первое условие с (4.10) дает:
Дифференцируя (4.22), получим:
Чтобы удовлетворить соотношению (4.24), надо положить . Соотношение (4.23) говорит, что коэффициенты должны равняться коэффициентам разложения функции , заданной на [0,l], по функциям в ряд Фурье. Поэтому
Таким образом, искомое решение имеет вид
где определяется по (4.25).
1) Полученное решение носит формальный характер, так как мы не исследовали сходимость ряда (4.26). Однако можно показать, что если функция гладкая на [0,l], то ряд сходится и его сумма U(x,t) удовлетворяет исходному уравнению и начальным и краевым условиям.
2) Примененный метод решения задачи обычно называют методом Фурье или методом разделения переменных или методом собственных функций.
Решение (4.22) с учётом , можно записать в виде:
Каждый член этого ряда представляет собой так называемую стоячую волну, при которой точки струны совершают гармоническое колебательное движение с одинаковой фазой , с амплитудой и частотой .
Срочно?
Закажи у профессионала, через форму заявки
8 (800) 100-77-13 с 7.00 до 22.00
📽️ Видео
Неоднородное уравнение колебания струныСкачать
Метод Фурье для волнового уравненияСкачать
5. Решение волнового уравнения на отрезке методом ФурьеСкачать
Уравнение колебаний струны. Метод Фурье - 1Скачать
Уравнение колебания струны. Решение методом ДаламбераСкачать
Неоднородное уравнение колебаний струныСкачать
Неоднородное уравнение колебания струныСкачать
Колыбасова В.В. - Методы математической физики. Семинары - 1. Малые поперечные колебания струныСкачать
Уравнения математической физики. Одномерное волновое уравнение. Метод Фурье.Скачать
4.1 Колебания полуограниченной струны с закрепленным и свободным концомСкачать
Уравнения колебаний струны с ненулевыми граничными условиямиСкачать
Горицкий А. Ю. - Уравнения математической физики. Часть 1. Семинары - Семинар 12Скачать
Решение первой краевой задачи для неоднородного уравнения теплопроводности.Скачать
Уравнения математической физики. Решение гиперболического уравнения методом Фурье.Скачать
УМФ, 22.12, вывод уравнения колебаний струныСкачать
Уравнение колебаний струны. Метод Фурье - 2Скачать
УМФ решение краевой задачи уравнения колебания струны. Метод Фурье. Задача Штурма–Лиувилля. Пример.Скачать
