Уравнение в частных производных первого порядка - First-order partial differential equation - Wikipedia

В математика, а уравнение в частных производных первого порядка это уравнение в частных производных который включает только первые производные неизвестной функции п переменные. Уравнение принимает вид

${\displaystyle F(x_{1},\ldots ,x_{n},u,u_{x_{1}},\ldots u_{x_{n}})=0.\,}$

Такие уравнения возникают при построении характеристических поверхностей для гиперболические уравнения в частных производных, в вариационное исчисление, в некоторых геометрических задачах, а также в простых моделях газовой динамики, решение которых включает метод характеристик. Если можно найти семейство решений одного уравнения с частными производными первого порядка, то дополнительные решения могут быть получены путем формирования огибающих решений в этом семействе. В соответствующей процедуре общие решения могут быть получены путем интегрирования семейств обыкновенных дифференциальных уравнений.

Общее решение и полный интеграл

В общее решение к уравнению в частных производных первого порядка является решением, содержащим произвольную функцию. Но решение дифференциальных уравнений в частных производных первого порядка с произвольными константами, равными числу независимых переменных, называется полный интеграл. Следующее n-параметрическое семейство решений

${\displaystyle u=\phi (x_{1},x_{2},\dots ,x_{n},a_{1},a_{2},\dots ,a_{n})}$

является полным интегралом, если ${\displaystyle {\text{det}}|\phi _{x_{i}a_{j}}|\neq 0}$.^[1]

Характеристические поверхности для волнового уравнения

Характеристические поверхности для волновое уравнение являются поверхностями уровня решений уравнения

${\displaystyle u_{t}^{2}=c^{2}\left(u_{x}^{2}+u_{y}^{2}+u_{z}^{2}\right).\,}$

Если мы установим ${\displaystyle u_{t}=1}$: в таком случае ты удовлетворяет

${\displaystyle u_{x}^{2}+u_{y}^{2}+u_{z}^{2}={\frac {1}{c^{2}}}.\,}$

В векторных обозначениях пусть

${\displaystyle {\vec {x}}=(x,y,z)\quad {\hbox{and}}\quad {\vec {p}}=(u_{x},u_{y},u_{z}).\,}$

Семейство решений с плоскостями в качестве поверхностей уровня задается формулой

${\displaystyle u({\vec {x}})={\vec {p}}\cdot ({\vec {x}}-{\vec {x_{0}}}),\,}$

куда

${\displaystyle |{\vec {p}}\,|={\frac {1}{c}},\quad {\text{and}}\quad {\vec {x_{0}}}\quad {\text{is arbitrary}}.\,}$

Если Икс и Икс₀ фиксируются, оболочка этих решений получается путем нахождения точки на сфере радиуса 1 /c где значение ты стационарный. Это верно, если ${\displaystyle {\vec {p}}}$ параллельно ${\displaystyle {\vec {x}}-{\vec {x_{0}}}}$. Следовательно, конверт имеет уравнение

${\displaystyle u({\vec {x}})=\pm {\frac {1}{c}}|{\vec {x}}-{\vec {x_{0}}}\,|.}$

Эти решения соответствуют сферам, радиус которых растет или уменьшается со скоростью c. Это световые конусы в пространстве-времени.

Задача начального значения для этого уравнения состоит в задании поверхности уровня S куда ты= 0 для т= 0. Решение получается путем взятия огибающей всех сфер с центрами на S, радиусы которых растут со скоростью c. Этот конверт получается, требуя, чтобы

${\displaystyle {\frac {1}{c}}|{\vec {x}}-{\vec {x_{0}}}\,|\quad {\hbox{is stationary for}}\quad {\vec {x_{0}}}\in S.\,}$

Это условие будет выполнено, если ${\displaystyle |{\vec {x}}-{\vec {x_{0}}}\,|}$ нормально для S. Таким образом, огибающая соответствует движению со скоростью c вдоль каждой нормали к S. Это Конструкция волновых фронтов Гюйгенсом: каждая точка на S испускает сферическую волну во время т= 0, а фронт волны в более позднее время т является огибающей этих сферических волн. Нормали к S лучи света.

Двумерная теория

Обозначения относительно просты для двух пространственных измерений, но основные идеи обобщаются на более высокие измерения. Общее уравнение в частных производных первого порядка имеет вид

${\displaystyle F(x,y,u,p,q)=0,\,}$

куда

${\displaystyle p=u_{x},\quad q=u_{y}.\,}$

А полный интеграл этого уравнения является решением φ (Икс,у,ты), который зависит от двух параметров а и б. (Есть п параметры, необходимые в п-мерный случай.) Оболочка таких решений получается выбором произвольной функции ш, параметр б=ш(а), и определяя А(Икс,у,ты), требуя, чтобы полная производная

${\displaystyle {\frac {d\varphi }{da}}=\varphi _{a}(x,y,u,A,w(A))+w'(A)\varphi _{b}(x,y,u,A,w(A))=0.\,}$

В таком случае решение ${\displaystyle u_{w}}$ также дается

${\displaystyle u_{w}=\phi (x,y,u,A,w(A))\,}$

Каждый выбор функции ш приводит к решению PDE. Подобный процесс привел к построению светового конуса как характеристической поверхности для волнового уравнения.

Если полный интеграл недоступен, решения все же можно получить, решив систему обычных уравнений. Чтобы получить эту систему, сначала обратите внимание, что PDE определяет конус (аналогичный световому конусу) в каждой точке: если PDE линейно по производным от ты (он квазилинейный), то конус вырождается в прямую. В общем случае пары (п,q), удовлетворяющие уравнению, определяют семейство плоскостей в данной точке:

${\displaystyle u-u_{0}=p(x-x_{0})+q(y-y_{0}),\,}$

куда

${\displaystyle F(x_{0},y_{0},u_{0},p,q)=0.\,}$

Огибающая этих плоскостей - конус или прямая, если УЧП квазилинейный. Состояние конверта

${\displaystyle F_{p}\,dp+F_{q}\,dq=0,\,}$

где F оценивается при ${\displaystyle (x_{0},y_{0},u_{0},p,q)}$, и дп и dq являются приращениями п и q это удовлетворяет F= 0. Следовательно, образующая конуса - это линия с направлением

${\displaystyle dx:dy:du=F_{p}:F_{q}:(pF_{p}+qF_{q}).\,}$

Это направление соответствует световым лучам для волнового уравнения. Чтобы интегрировать дифференциальные уравнения вдоль этих направлений, нам потребуются приращения для п и q по лучу. Это можно получить, дифференцируя PDE:

${\displaystyle F_{x}+F_{u}p+F_{p}p_{x}+F_{q}p_{y}=0,\,}$

${\displaystyle F_{y}+F_{u}q+F_{p}q_{x}+F_{q}q_{y}=0,\,}$

Следовательно, направление луча в ${\displaystyle (x,y,u,p,q)}$ пространство

${\displaystyle dx:dy:du:dp:dq=F_{p}:F_{q}:(pF_{p}+qF_{q}):(-F_{x}-F_{u}p):(-F_{y}-F_{u}q).\,}$

Интегрирование этих уравнений приводит к лучевому коноиду в каждой точке ${\displaystyle (x_{0},y_{0},u_{0})}$. Общие решения PDE затем могут быть получены из огибающих таких коноидов.

Определения линейной зависимости для дифференциальных систем

Эту часть можно отнести к ${\displaystyle \S 1.2.3}$ книги Куранта.^[2]

Мы предполагаем, что эти ${\displaystyle h}$ уравнения независимы, т.е. что ни одно из них не может быть выведено из другого дифференциация и устранение.

— Курант Р. и Гильберт Д. (1962), Методы математической физики: уравнения в частных производных, II, стр.15-18

Дается эквивалентное описание. Даны два определения линейной зависимости для линейных дифференциальных уравнений в частных производных первого порядка.

${\displaystyle (*)\left\{{\begin{array}{*{20}{c}}\sum \limits _{ij}^{}{a_{ij}^{(1)}{\dfrac {\partial {y_{j}}}{\partial {x_{i}}}}}+{f_{1}}=0\\\vdots \\\sum \limits _{ij}^{}{a_{ij}^{(n)}{\dfrac {\partial {y_{j}}}{\partial {x_{i}}}}}+{f_{n}}=0\end{array}}\right.}$

Где ${\displaystyle x_{i}}$ независимые переменные; ${\displaystyle y_{j}}$ зависимые неизвестные; ${\displaystyle a_{ij}^{(k)}}$ - линейные коэффициенты; и ${\displaystyle f_{k}}$ являются неоднородными предметами. Позволять ${\displaystyle {Z_{k}}\equiv \sum _{ij}^{}{a_{ij}^{(k)}{\frac {\partial {y_{j}}}{\partial {x_{i}}}}}+{f_{k}}}$.

Определение I: Учитывая числовое поле ${\displaystyle P}$, когда есть коэффициенты (${\displaystyle c_{k}\in P}$), не все нули, так что ${\displaystyle \sum _{k}{{c_{k}}{Z_{k}}=0}}$; уравнения (*) линейно зависимы.

Определение II (дифференциальная линейная зависимость): С учетом числового поля ${\displaystyle P}$, когда есть коэффициенты (${\displaystyle {c_{k}},d_{kl}\in P}$), не все нули, так что ${\displaystyle \sum _{k}{{c_{k}}{Z_{k}}}+\sum _{kl}{{d_{kl}}{\frac {\partial }{\partial {x_{l}}}}{Z_{k}}=0}}$, уравнения (*) рассматриваются как дифференциал линейно зависимый. Если ${\displaystyle {d_{kl}}\equiv 0}$, это определение вырождается в определение I.

В div-curl системы, Уравнения Максвелла, Уравнения Эйнштейна (с четырьмя гармоническими координатами) и Уравнения Янга-Миллса (с калибровочными условиями) хорошо определены в определении II, тогда как переопределены в определении I.

Рекомендации

1. П. Р. Гарабедян, "Уравнения с частными производными", Wiley (1964)
2. Курант, Р. & Гильберт, Д. (1962), Методы математической физики: уравнения в частных производных, II, Нью-Йорк: Wiley-Interscience.

внешняя ссылка

• Метод характеристик с приложениями к законам сохранения

Библиография

• Р. Курант и Д. Гильберт, Методы математической физики, Том II, Wiley (Interscience), Нью-Йорк, 1962.
• L.C. Эванс, Уравнения с частными производными, Американское математическое общество, Провиденс, 1998. ISBN  0-8218-0772-2
• А. Д. Полянин, В. Ф. Зайцев, А. Мусио, Справочник по дифференциальным уравнениям с частными производными первого порядка, Тейлор и Фрэнсис, Лондон, 2002. ISBN  0-415-27267-X
• Полянин А.Д., Справочник по линейным дифференциальным уравнениям с частными производными для инженеров и ученых, Chapman & Hall / CRC Press, Boca Raton, 2002. ISBN  1-58488-299-9
• Сарра, Скотт Метод характеристик с приложениями к законам сохранения, Журнал онлайн-математики и ее приложений, 2003.