Функция Грина
Фу́нкция Гри́на используется для решения неоднородных дифференциальных уравнений с граничными условиями (неоднородной краевой задачи). Названа в честь английского математика Джорджа Грина, который первым развил соответствующую теорию в 1830-х гг.
Функции Грина полезны в электростатике — для решения уравнения Пуассона; в теории конденсированных сред — они позволяют решить уравнение диффузии (и совпадающее с ним уравнение теплопроводности); в квантовой механике — функция Грина гамильтониана является одной из ключевых функций и связана с плотностью состояний. Функции Грина, используемые в этих областях, очень похожи, поскольку уравнения диффузии и уравнение Шрёдингера в некотором смысле подобны. Все области математической и теоретической физики, где крайне полезны функции Грина, пожалуй, трудно даже перечислить. Они помогают находить стационарные и нестационарные решения, в том числе при разнообразных граничных условиях.
В физике элементарных частиц и статистической физике функции Грина используются как пропагаторы в диаграммах Фейнмана (и выражение «функция Грина» часто применяется вообще к корреляционной функции в квантовой теории поля). Функция Грина широко применяется в приложениях теории рассеяния к физике твёрдого тела (рентгенография, расчёты электронных спектров металлических материалов).
Содержание
Определение и использование
Функция Грина G(x, s) линейного дифференциального оператора L = L(x), действующего на обобщённых функциях на подмножестве евклидового пространства Rn в точке s — это любое решение уравнения
-
<math>L~G(x,s)=\delta(x-s)</math>
<p style="margin:0; font-size:4pt;"> </p>
(1)
</dl>
-
<math>L~u(x)=f(x)</math>
<p style="margin:0; font-size:4pt;"> </p>
(2)
</dl>
- <math>L~G(x,s)=-\delta(x-s)\,,</math>
- <math>G(x,s)=G(x-s)</math>
- <math>L f_1 (x) = \kappa\, \delta(x - s)</math>.
- <math>f(x)=\int{\kappa\, h(s)\, g(x,s)\,ds}</math>.
- ↑ Ясно, что описанное в этом разделе отличие в определении функции Грина от данного в статье выше, касается не сути дела, а всего лишь предпочитаемой формы записи
- <math>L={d\over dx}\left[p(x){d\over dx}\right]-q(x)</math>
- <math>Du=\left\{\begin{matrix}\alpha_1 u^\prime(0)+\beta_1 u(0),\\ \alpha_2 u^\prime(l)+\beta_2 u(l).\end{matrix}\right.</math>
- <math>\begin{matrix}Lu=f, \\ Du=0\end{matrix}</math>
- <math>\begin{matrix}Lu=f,\\ Du=0,\end{matrix}</math>
- <math>u(x)=\int\limits_0^l f(s)g(x,\;s)\,ds</math>,
- <math>g(x,\;s)</math> непрерывна по <math>x</math> и <math>s</math>.
- Для <math>x\ne s</math>, <math>Lg(x,\;s)=0</math>.
- Для <math>s\ne 0,\;l</math>, <math>Dg(x,\;s)=0</math>.
- Скачок производной: <math>g^\prime(s_{+0},\;s)-g^\prime(s_{-0},\; s)=1/p(s)</math>.
- Симметрична: <math>g(x,\;s)=g(s,\;x)</math>.
- <math>\delta(x-x^\prime)=\sum_{n=0}^\infty\Psi_n(x)\bar\Psi_n(x^\prime)</math>.
- <math>G(x,\;x^\prime)=\sum_{n=0}^\infty\frac{\Psi_n(x)\bar\Psi_n(x^\prime)}{\lambda_n}</math>.
-
<math>H\psi(x,\beta) = -\frac{\partial\psi(x,\beta)}{\partial\beta}</math>
<p style="margin:0; font-size:4pt;"> </p>
(2)
</dl>
- для уравнения теплопроводности <math>\Delta T = \frac {c} {k} \frac{\partial T} {\partial t}</math>
- для уравнения Шредингера <math>H\psi=-\frac{\hbar}{i}\frac{\partial \psi}{\partial t}</math>
- для уравнения диффузии <math>\nabla ^{2} \psi = \frac{1}{\lambda}\frac{\partial \psi}{\partial t}</math>
- <math>H\varphi_{m}=\lambda_{m}\varphi_{m}</math>.
-
<math>\psi(x, \beta) = \sum_{m=0}^{\infty}A_{m}(\beta)\varphi_{m}(x) </math>
<p style="margin:0; font-size:4pt;"> </p>
(3)
</dl>
- <math>H\psi=\sum_{m=0}^{\infty}A_{m}(\beta)H\varphi_{m}(x) =
- <math>\sum_{m=0}^{\infty}[\lambda_{m}A_{m}(\beta)+\frac{\partial}{\partial \beta}A_{m}(\beta)]\varphi_{m}(x) = 0</math>.
- <math>-\lambda_{m}A_{m}(\beta)=\frac{\partial A_{m}(\beta)}{\partial \beta}</math>,
- <math>A_{m}(\beta)=A_{m}(0)e^{-\lambda_{m} \beta}</math>.
- <math>\psi(x, \beta) = \sum_{m=0}^{\infty}A_{m}(0)e^{-\lambda_{m} \beta}\varphi_{m}(x)</math>.
- <math>A_{m}(\beta) = \int \varphi_{m}^{*}(x)\psi(x, \beta)d\tau</math>,
- <math>A_{m}(0) = \int \varphi_{m}^{*}(x)\psi(x, 0)d\tau</math>
- <math>\psi(x, \beta) = \sum_{m=0}^{\infty} \int \psi (x', 0) \varphi_{m}^{*}(x')\varphi_{m}(x)e^{-\lambda_{m} \beta}d\tau'</math>
- <math>\psi(x, \beta) = \int \langle x | G(\beta) | x' \rangle \psi(x', 0) d\tau'</math>,
- <math> \langle x | G(\beta) | x' \rangle = \sum_{m=0}^{\infty} \varphi_{m}^{*}(x') \varphi_{m}(x)e^{-\lambda_{m} \beta}</math>.
- <math>\int\limits_V\nabla\cdot\hat A\ dV=\int\limits_S\hat A\cdot d\hat\sigma</math>.
- <math>\nabla\cdot\hat A=\nabla\cdot(\varphi\nabla\psi-\psi\nabla\varphi)=</math>
- <math>=(\nabla\varphi)\cdot(\nabla\psi)+\varphi\nabla^2\psi-(\nabla\varphi)\cdot(\nabla\psi)-\psi\nabla^2\varphi=\varphi\nabla^2\psi-\psi\nabla^2\varphi</math>.
- <math>\int\limits_V (\varphi\nabla^2\psi-\psi\nabla^2\varphi)\ dV=\int\limits_S (\varphi\nabla\psi-\psi\nabla\varphi)\cdot d\hat\sigma</math>.
- <math>LG(x,\;x^\prime)=\nabla^2G(x,\;x^\prime)=\delta(x-x^\prime)</math>.
- <math>\int\limits_V (\varphi(x^\prime)\delta(x-x^\prime)-G(x,\;x^\prime)\nabla^2\varphi(x^\prime))\ d^3x^\prime=</math>
- <math>=\int\limits_S (\varphi(x^\prime)\nabla^\prime G(x,\;x^\prime)-G(x,\;x^\prime)\nabla^\prime\varphi(x^\prime))\cdot d\hat\sigma^\prime</math>.
- <math>\varphi(x)=\int\limits_V G(x,\;x^\prime)\rho(x^\prime)\ d^3x^\prime+\int\limits_S (\varphi(x^\prime)\nabla^\prime G(x,\;x^\prime)-G(x,\;x^\prime)\nabla^\prime\varphi(x^\prime))\cdot d\hat\sigma^\prime</math>.
- <math>G(\hat x,\;\hat x^\prime)=\frac{1}{\left|\hat x-\hat x^\prime\right|}</math>.
- <math>\varphi(x)=\int\limits_V\frac{\rho(x^\prime)}{\left|\hat x-\hat x^\prime\right|}\ d^3x^\prime</math>.
- <math>\begin{matrix}Lu\end{matrix}=u^{\prime\prime}+u=f(x)</math>;
- <math>u(0)=0,\quad u\left(\frac{\pi}{2}\right)=0</math>.
-
<math>g^{\prime\prime} + g = \delta(x - s)</math>
<p style="margin:0; font-size:4pt;"> </p>
(3)
</dl>
- <math>g^{\prime\prime} + g = 0</math>,
- <math>g = A \cos x + B \sin x</math>,
- <math>g(x,\;s)=B\cdot\sin x</math>.
- <math>g(x,\;s)=A\cdot\cos x</math>.
- <math>g(x,\;s)=\left\{\begin{matrix}
- <math>B(s)\sin s=A(s)\cos s</math>.
- <math>g(x,\;s)=\left\{\begin{matrix}
- <math>g(x,\;s)=\frac12\left(\sin\left|x-s\right|-\sin(x+s)\right).
- Пусть дано множество <math>\mathbb R</math> и оператор <math>\ L</math> равен <math>\ d/dx</math>. Тогда функция Хевисайда <math>\ H(x-x_0)</math> является функцией Грина для <math>\ L</math> при <math>\ x_0</math>.
- Пусть многообразие задаётся первой четвертью плоскости <math>{ (x,\;y):\;x,\;y\geqslant 0}</math> и <math>\ L</math> — оператор Лапласа. Также предположим, что при <math>\ x=0</math> наложены краевые условия Дирихле, при <math>\ y=0</math> — краевые условия Неймана. Тогда функция Грина примет вид
- <math>G(x,\;y,\;x_0,\;y_0)=\frac{1}{2\pi}\left[\ln\sqrt{(x-x_0)^2+(y-y_0)^2}-\ln\sqrt{(x+x_0)^2+(y-y_0)^2}\right]+</math>
- <math>+\frac{1}{2\pi}\left[\ln\sqrt{(x-x_0)^2+(y+y_0)^2}-\ln\sqrt{(x+x_0)^2+(y+y_0)^2}\right].</math>
- ↑ Ли Цзун-дао Математические методы в физике. - М.: Мир, 1965. - c. 200
- Eyges, Leonard, The Classical Electromagnetic Field, Dover Publications, New York, 1972. ISBN 0-486-63947-9. (5-я глава содержит очень понятное изложение использования функций Грина для решения краевых задач в электростатике.)
- A. D. Polyanin and V. F. Zaitsev, Handbook of Exact Solutions for Ordinary Differential Equations (2nd edition), Chapman & Hall/CRC Press, Boca Raton, 2003. ISBN 1-58488-297-2
- A. D. Polyanin, Handbook of Linear Partial Differential Equations for Engineers and Scientists, Chapman & Hall/CRC Press, Boca Raton, 2002. ISBN 1-58488-299-9
- Проставив сноски, внести более точные указания на источники.
где <math>\ \delta</math> — это дельта-функция Дирака. Это свойство функции Грина может использоваться для решения дифференциального уравнения вида
Функция Грина — это обратный оператор к <math>L</math>. Поэтому её нередко символически обозначают как <math>L^{-1}</math>.
Если ядро L нетривиально, то функция Грина неединственна. Однако на практике использование принципа симметрии, граничных условий и/или других дополнительных условий позволяет определить конкретную функцию Грина. Следует помнить, что, вообще говоря, функция Грина — не обычная, а обобщённая функция, то есть она может выпадать из класса обычных функций, например, иметь особенности вида дельта-функции или её производных.
Функция Грина — это также полезный инструмент для решения волнового уравнения, уравнения диффузии и квантовомеханических уравнений, где функция Грина оператора Гамильтона играет важнейшую роль и связана с плотностью состояний. В физике функция Грина обычно определяется с противоположным знаком:
что не меняет существенно её свойства.
Если оператор трансляционно инвариантен, то есть если L имеет постоянные коэффициенты по отношению к x, то функция Грина может быть выбрана в виде конволюционного оператора
В таком случае она совпадает с импульсной переходной функцией из теории линейных стационарных систем.
Замечание
Иногда, когда неоднородное уравнение содержит в правой части постоянный коэффициент, то есть имеет вид <math>Lf=\kappa h</math>, функция Грина <math>g(x,s)</math> также определяется с учётом этого коэффициента, то есть, по определению тогда она есть решение уравнения[1]
В этом случае решение исходного неоднородного уравнения <math>Lf=\kappa h</math> с произвольной функцией <math>h</math> в правой части записывается как
Функция Грина оператора Штурма — Лиувилля (одномерный случай)
Постановка задачи
Пусть <math>L</math> — оператор Штурма — Лиувилля, линейный дифференциальный оператор вида
и пусть <math>D</math> — оператор краевых условий
Пусть <math>f(x)</math> — непрерывная функция на промежутке <math>[0,\;l]</math>. Предположим также, что задача
регулярна, то есть существует только тривиальное решение однородной задачи.
Теорема Грина
Тогда существует единственное решение <math>u(x)</math>, удовлетворяющее системе
которое задаётся выражением
где <math>g(x,\;s)</math> — функция Грина, которая удовлетворяет следующим требованиям (они же — свойства функции Грина):
Нахождение функции Грина
В виде ряда через собственные функции оператора
Если множество собственных векторов (собственных функций) <math>\Psi_n</math> дифференциального оператора <math>L\ </math>
(то есть набор функций <math>\Psi_n(x)</math>, таких, что для каждой найдётся число <math>\lambda_n \ne 0</math>, что <math>L\Psi_n=\lambda_n\Psi_n</math>)
полно, то можно построить функцию Грина с помощью собственных векторов <math>\Psi_n</math> и собственных значений <math>\lambda_n</math>.
Под полнотой системы функций <math>\Psi_n(x)</math> подразумевается выполнение соотношения:
Можно показать, что
Действительно, подействовав оператором <math>L</math> на эту сумму, мы получим дельта-функцию (в силу соотношения полноты).
(Чертой сверху обозначено комплексное сопряжение, если <math>\Psi_n</math> — вещественные функции, его можно не делать).
Для параболических уравнений
Уравнение теплопроводности, уравнение Шредингера и уравнения диффузии можно представить в виде уравнения в частных производных:
где <math>H</math> — эрмитов оператор, <math>x= \mathcal{f} x_{1}, x_{2}, ..., x_{n} \mathcal{g} </math> - пространственные координаты
<math>T</math> — температура, <math>\beta=\frac{k}{c}t</math>.
<math>\psi</math> — волновая функция, <math>\beta=\frac{\hbar i}{2m}t</math>.
<math>\psi</math> — концентрация вещества, <math>\beta=\lambda t</math>.
Собственные функции <math>\varphi_{m}</math> оператора <math>H</math> образуют полную ортонормированную систему и удовлетворяют уравнению
Предположим, что решение уравнения (1) можно представить в виде:
Подставляя в уравнение (2) предполагаемую форму решения, получаем:
- \sum_{m=0}^{\infty} \varphi_{m}(x)\frac{\partial}{\partial \beta}A_{m}(\beta)</math>.
Таким образом:
Это уравнение должно выполняться для всех m. Получаем уравнение:
откуда
Следовательно, решение исходного уравнения (2) можно представить в виде:
Считая ряд (3) равномерно сходящимся, можно найти, что:
где <math>d\tau=dx_{1}dx_{2}...dx_{n}</math> — элемент объёма.
Из этой формулы следует:
Итак, если задано начальное состояние, то
Это уравнение можно представить в более удобной форме:
где:
Это выражение называется функцией Грина для уравнения (1).
Функция Грина для лапласиана
Функция Грина для лапласиана может быть легко получена из теоремы Грина.
Для получения теоремы Грина, начнём с закона Гаусса :
Допустим <math>A=\varphi\nabla\psi-\psi\nabla\varphi</math> и подставим в закон Гаусса . Вычислим <math>\nabla\cdot\hat A</math> и применим цепное правило для <math>\nabla</math> оператора:
Подставляя результат в теорему Гаусса, мы получаем теорему Грина:
Предполагая, что наш линейный дифференциальный оператор <math>L</math> Лапласиан, <math>\nabla^2</math>, и то, что у нас имеется для него функция Грина <math>G</math>. Определение функции Грина в этом случае запишется в виде:
Положим <math>\psi=G</math> в теореме Грина. Тогда получим:
Используя выражение, мы можем решить уравнение Лапласа (<math>\nabla^2\varphi(x)=0</math>) и уравнение Пуассона (<math>\nabla^2\varphi(x)=-4\pi\rho(x)</math>) с граничными условиями Неймана или Дирихле. Другими словами, мы можем найти решение <math>\varphi(x)</math> всюду внутри заданной области, если (1) значение <math>\varphi(x)</math> задано на границе этой области (граничные условия Дирихле), или (2) нормальная производная <math>\varphi(x)</math> задана на границе этой области (граничные условия Неймана).
Пусть нас интересует решение <math>\varphi(x)</math> внутри области. В этом случае интеграл <math>\int\limits_V\varphi(x^\prime)\delta(x-x^\prime)\ d^3x^\prime</math> упрощается до <math>\varphi(x)</math> в силу основного свойства дельта-функции, и мы имеем:
Эта формула выражает известное свойство гармонических функций, состоящее в том, что если известно значение нормальной производной на границе области, то известны и все значения функции в любой внутренней точке этой области.
В электростатике <math>\varphi(x)</math> понимается как электростатический потенциал, <math>\rho(x)</math> как плотность электрического заряда, а нормальная производная <math>\nabla\varphi(x^\prime)\cdot d\hat\sigma^\prime</math> как нормальная составляющая электрического поля.
При решении краевой задачи Дирихле функция Грина выбирается в виде <math>G(x,\;x^\prime)</math>. Эта функция обращается в нуль, когда <math>x</math> или <math>x^\prime</math> находится на границе раздела; и наоборот, решая краевую задачу Неймана, следует выбирать функцию Грина так, чтобы на поверхности обращалась в нуль её нормальная производная. Таким образом в интеграле по поверхности остаётся только одно из двух слагаемых.
При отсутствии граничных условий функция Грина для лапласиана имеет вид:
Считая граничную поверхность бесконечно большой и подставляя в это выражение функцию Грина, мы придём к аналогичному выражению для электрического потенциала через электрическую плотность заряда.
Пример
(Этот пример служит иллюстрацией к параграфу Функция Грина оператора Штурма — Лиувилля (одномерный случай), причём описанные здесь соображения иллюстрируют пункты теоремы из соответствующего параграфа, ссылки на пункты которой присутствуют в тексте ниже).
Дана задача
Найти функцию Грина.
Первый шаг: Функция Грина <math>g(x,s)</math> в данном случае по определению должна быть решением уравнения
где двумя штрихами обозначена вторая производная по <math>x</math>.
Для <math>x \ne s</math>, где <math>\delta</math>-функция равна нулю, это уравнение сводится к однородному (пункт 2 упомянутой теоремы):
то есть для всех точек, кроме <math>s</math>, функция Грина будет решением такого однородного уравнения.
Общее решение такого уравнения
где <math>A</math> и <math>B</math> — константы (не зависят от <math>x</math>).
Таким образом, <math>g(x,s)</math> должно иметь именно такой вид всюду, кроме точки <math>s</math>, причём слева и справа от неё коэффициенты <math>A</math> и <math>B</math> могут (и будут) иметь разное значение.
Наложим на функцию Грина граничные условия, совпадающие с граничными условиями исходной задачи (пункт 3 упомянутой во вводном замечании теоремы). Функция Грина с наложенными так граничными условиями удобна тем, что конструируемые суммированием или интегрированием таких функций Грина решения автоматически будут удовлетворять этим граничным условиям.
Из левого граничного условия: <math>u(0) = 0</math> — налагаемого на функцию Грина мы видим, что для <math>x < s</math> коэффициент <math>A</math> общего решения должен быть нулём, то есть для <math>x < s</math>
Точно так же из правого граничного условия: <math>u\left(\frac{\pi}{2}\right)=0</math> — получаем равенство нулю коэффициента <math>B</math>, то есть для <math>x > s</math>
В итоге, учитывая, что коэффициенты <math>A</math> и <math>B</math> вообще говоря могут зависеть от <math>s</math>, можем записать:
B(s)\sin x,\;\;x<s \\ A(s)\cos x,\;\;s<x\end{matrix}\right.</math>
Второй шаг:
Нужно определить <math>A(s)</math> и <math>B(s)</math>.
Проинтегрировав дважды левую и правую часть уравнения (3) с дельта-функцией в правой части, мы увидим, что функция Грина должна быть непрерывна (пункт 1 упомянутой теоремы), а отсюда условие сшивки решения <math>x < s</math> и <math>x > s</math>:
Проинтегрировав же левую и правую часть того же уравнения от <math> x=s-\varepsilon</math> до <math> x=s+\varepsilon</math> получим условие на скачок первой производной (пункт 4 теоремы), и используя его, получим:
<math>g'(s_{+0},s) - g'(s_{-0},s) = -A(s)\cdot\sin s -B(s)\cdot\cos s=1</math>.
Используя правило Крамера или просто угадывая решение системы из двух этих уравнений, получим, что
<math>A(s)=-\sin s;\quad B(s)=-\cos s</math>.
Эти выражения удовлетворяют условию пункта 5 теоремы.
Тогда функция Грина задачи:
-1 \cdot \cos s\cdot\sin x,\;\;x<s \\ -1 \cdot \sin s\cdot\cos x,\;\;s<x \end{matrix}\right.</math>, что можно записать как
</math>
Другие примеры
См. также
Напишите отзыв о статье "Функция Грина"
Примечания
Литература
<imagemap>: неверное или отсутствующее изображение |
Для улучшения этой статьи желательно?: |
|