Историческая методичка. Задача о колебании струн
 Скачать 2.02 Mb.
| Образовательный портал Как узнать результаты егэ Стихи про летний лагерь 3агадки для детей |
| Н. Н. КРУЛИКОВСКИЙ ПУТИ РАЗВИТИЯ СПЕКТРАЛЬНОЙ ТЕОРИИ ОБЫКНОВЕННЫХ ДИФФЕРЕНЦИАЛЬНЫХ ОПЕРАТОРОВ ФЕДЕРАЛЬНОЕ АГЕНТСТВО ПО ОБРАЗОВАНИЮ ТОМСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ Н. Н. КРУЛИКОВСКИЙ ПУТИ РАЗВИТИЯ СПЕКТРАЛЬНОЙ ТЕОРИИ ОБЫКНОВЕННЫХ ДИФФЕРЕНЦИАЛЬНЫХ ОПЕРАТОРОВ ИСТОРИЧЕСКИЙ ОЧЕРК Томск – 2008 Книга о путях развития спектральной теории обыкновенных дифференциальных операторов для читателей, интересующихся и занимающихся вопросами функционального анализа и дифференциальных уравнений. Редактор доктор физико-математических наук профессор С. П. Гулько ОГЛАВЛЕНИЕ Введение …………………………………………………………………………………….3 Глава 1. Классическая задача о разложении произвольной функции вряд по собственным функциям краевой задачи. § 1. Задача о колебании струн. …….9 § 2. Введение новых систем функций и алгебраические корни теории собственных значений § 3. Открытие Фурье § 4. Развитие исследований Фурье Глава 2. Исследования Штурма и Лиувилля и регулярная задача. § 1. Фундаментальные исследования Штурма § 2. Фундаментальные исследования Лиувилля…………………………………………..26 § 3. Исследования Чебышева, Сонина, Грамма по теории ортогональных функций § 4. Исследования Стеклова о полноте системы собственных функций § 5. Исследования регулярной задачи Штурма-Лиувилля в конце XIX века Глава 3. Теория интегральных уравнений Гильберта и возникновение понятия гильбертова пространства. § 1. Возникновение теории интегральных уравнений § 2. Работы Гильберта по теории линейных интегральных уравнений § 3. Исследования Буницкого, Миллера и Дини…………………………………………...64 § 4. Исследования Биркгофа и Тамаркина…………………………………………………..66 Глава 4. Возникновение теории сингулярных задач спектральной теории дифференциальных операторов. § 1. Регулярный и сингулярный случаи задачи Штурма-Лиувилля……………………….73 § 2. Работы Вейля…………………………………………………………………………….. 73 § 3. Возникновение качественной спектральной теории § 4. Исследования Виндау и некоторые другие работы Глава 5. Конкретные теории линейных операторов в гильбертовом пространстве. § 1. Различные подходы к построению спектральной теории § 2. Работы Шмидта…………………………………………………………………………….90 § 3. Теории разложения с применением интегральных уравнений § 4. Исследования Хеллингера………………………………………………………………...99 § 5. Развитие теории бесконечных систем линейных уравнений о работах Коха и Ф.Рисса………………………………………………………………………106 § 6. Исследования Карлемана по теории неограниченных операторов Глава 6. Абстрактные теории линейных операторов в гильбертовом пространстве. § 1. Работы Неймана…………………………………………………………………………..112 § 2. Теория неограниченных линейных операторов Рисса…………………………………115 § 3. Монография М.Стоуна…………………………………………………………………...116 § 4. Изложение спектральной теории линейных операторов у Плеснера…………………118 § 5. Другие изложения спектральной теории линейных операторов § 6. Теорема Гельфанда-Наймарка и ее применение в спектральной теории § 7. Качественное исследование спектра дифференциальных операторов Глава 7. Теория линейных операторов в гильбертовом пространстве и квантовая механика. § 1. Постановка вопроса о математических основах квантовой механики § 2. Теория Шредингера § 3. Изложение волновой механики у Френкеля……………………………………………138 § 4. Теория Дирака § 5. "Начала квантовой механики" Фока § 6. "Математические основы квантовой механики" Неймана…………………………….143 Глава 8. Спектральная теория сингулярных обыкновенных дифференциальных операторов. § 1. Особенности спектральной теории для дифференциальных операторов § 2. Работы Титчмарша……………………………………………………………………..158 § 3. Изложение теории разложения по собственным функциям дифференциальных уравнений второго порядка в книге Левитана……………………..164 § 4. О методе направляющих функционалов Крейна. Работы Кодаиры………………...167 § 5. Монография Наймарка "Линейные дифференциальные операторы § 6. Асимптотические методы Глава 9. Обратная задача спектральной теории дифференциальных операторов. § 1. Постановка обратной задачи спектральной теории § 2. О ранних работах по обратной задаче Штурма-Лиувилля…………………………...181 § 3. Исследования по обратной задаче Гельфанда и Левитана…………………………..183 § 4. Исследование обратных задачу Лейбензона…………………………………………188 § 5. Обратная задача теории рассеяния § 6. Обратная задача спектральной теории и уравнение Кортевега-де Фриза (КдФ). Нелинейные уравнения Краткий историографический обзор Хронология важнейших событий и открытий в спектральной теории обыкновенных дифференциальных операторов Указатель литературы Именной указатель ВВЕДЕНИЕ Спектральная теория дифференциальных операторов составляет существенный раздел общей спектральной теории операторов и занимает видное место в математических исследованиях XIX и XX столетий и приложениях математики к физическим теориям. Корни спектральной теории дифференциальных операторов уходят в теорию собственных значений и собственных функций краевых задач математической физики, начало которой было положено в ХVШ веке работами Бернулли, Эйлера и Даламбера о колебаниях струны. Прежде всего, возник интерес к тригонометрическим системам функций и проблеме разложения произвольной функции вряд по функциям таких систем. Начальный этап развития исследований в этом направлении завершается работами Фурье, связанными с понятием рядов Фурье. Дальнейшие исследования приводят к выделению теории тригонометрических рядов в самостоятельный раздел математического анализа. Одновременно шло накопление сведений о других ортогональных системах функций функции Бесселя, многочлены Лежандра и др. Начало общей теории краевых задач, связанных с дифференциальным уравнением второго порядка, было положено работами Штурма и Лиувилля в 1830 годах. Основные результаты этих исследований состояли в доказательстве существования последовательности собственных значений и последовательности собственных функций краевой задачи, рассматривалась возможность разложения функции, принадлежащей некоторому классу, вряд по системе собственных функций. Исследование систем ортогональных функций принимает самостоятельный характер во второй половине XIX века, начиная с работ Чебышева. Большое внимание в дальнейших исследованиях уделяется системам ортогональных многочленов. Здесь можно назвать имена Лагерра, Эрмита, Грама, Сонина и других. Значительное развитие теория разложения функций в ряды по системам ортогональных функций, возникающих при решении краевых задач математической физики, получает в работах Стеклова. Для дальнейшего развития теории большое значение имело, идущее от метода наименьших квадратов Гаусса и исследований Чебышева, установление связи между теорией разложения функций в ряды ортогональных функций и задачей наилучшего квадратичного приближения функций. Другим важным фактором для создания общей аналитической теории собственных значений оказалась обнаруженная глубокая аналогия между рассматриваемыми вопросами теории краевых задач математической физики с алгебраической задачей приведения квадратичной формы к главным осям. На частном примере эта аналогия была рассмотрена в 1894 году Пуанкаре. Новые плодотворные идеи в теории собственных значений и собственных функций математической физики возникли в связи с развитием теории линейных интегральных уравнений в конце XIX века. Особенно значительные результаты в теории линейных интегральных уравнений были получены Фредгольмом, который руководствовался аналогией линейного интегрального уравнения с системой линейных алгебраических уравнений. Новый этап в развитии теории собственных значений связан с именем Гильберта. Его фундаментальные исследования по общей теории линейных интегральных уравнений (1904-1910 гг.) привели к введению одного из основных математических понятий XX века - гильбертова пространства. Соединение геометрических идей и образов с абстрактными понятиями теории множеств на базе актуальных аналитических теорий оказалось чрезвычайно плодотворным, определившим лицо нового раздела математики - функционального анализа, относящегося к лучшим достижениям математики XX века. Классическая теория собственных значений краевых задач для дифференциальных уравнений (задача Штурма-Лиувилля) допускала в качестве коэффициентов дифференциальных выражений только непрерывные функции наконечном замкнутом отрезке (регулярный случай. Теория симметрических линейных интегральных уравнений (теория Гильберта-Шмидта) открывала пути для значительного расширения теории собственных значений и собственных функций для новых классов дифференциальных уравнений и краевых задач. Под влиянием идей Гильберта было выполнено большое число исследований, относящихся к задаче о разложении по собственным функциям дифференциальных уравнений второго и высших порядков, в частности, работы Шмидта, Миллера, Буницкого, Кнезера, Планшереля, Тамаркина, Хильба и других. Развитая Гильбертом спектральная теория симметричных ограниченных и частных случаев неограниченных билинейных форм позволила сделать новый значительный шаг в исследовании дифференциальных операторов. В работах Вейля 1908-1910 гг. впервые рассматривается теория разложения по собственным функциям дифференциальных операторов второго порядка для сингулярных случаев. Этими работами Вейля положено начало общей спектральной теории обыкновенных сингулярных дифференциальных операторов. В работах Гильберта и его последователей, в частности и Вейля, используется в основном классический математический аппарат. Одновременно начинает развиваться теория гильбертова пространства в абстрактной форме. Для формирования общего функционального анализа большое значение имело развитие теории конкретных гильбертовых пространств - пространства последовательностей и пространства функций с интегрируемым квадратом. В течение двух десятилетий (1910-1930 гг.) теория линейных операторов в гильбертовом пространстве принимает вполне современную форму. Центральное место в этой теории занимает спектральная теория. Аксиоматическое изложение теории линейных операторов в гильбертовом пространстве было дано почти одновременно в работах Неймана (г, М.Стоуна (г) ив книге (г) Ф.Рисса г. Более поздние изложения теории линейных операторов в гильбертовом пространстве наряду с методическими усовершенствованиями включали результаты новых исследований. Достаточно полную картину современного состояния теории линейных операторов в гильбертовом пространстве могут дать книги Ахиезера и Глазмана "Теория линейных операторов в гильбертовом пространстве" [9], Данфорда и Шварца "Линейные операторы, [73] Плеснера "Спектральная теория линейных операторов" [196], Рисса и Секефальви-Надя "Лекции по функциональному анализу" [226], Морена "Методы гильбертова пространства" [172]. К середине 1920гг. результаты, полученные в теории гильбертова пространства, особенно в спектральной теории линейных операторов, оказались настолько полными и совершенными, что новая математическая теория смогла успешно ответить на запросы бурно развивавшейся впервой четверти XX века физической квантовой теории. Математической основой "матричной механики" Гейзенберга и волновой механики Шредингера стала спектральная теория линейных операторов в гильбертовом пространстве. Применение спектральной теории линейных операторов в квантовой физике дало новые стимулы для дальнейшего развития спектральной теории. Факты, найденные в абстрактной теории, получили реальный физический смысл. На единой математической основе удалось построить первую замкнутую систему квантовой теории, успешно объяснявшую различные факты квантовой физики. В построении математического аппарата квантовой механики активное участие приняли физики Гейзенберг, Борн, Йордан, Дирак, Шредингер и другие. В связи с задачами квантовой механики в 1920-30 гг. появилось значительное число работ по спектральной теории дифференциальных операторов. В целях математического обоснования квантовой механики потребовалась разработка новых разделов спектральной теории линейных операторов, в частности, построение спектральной теории неограниченных самосопряженных операторов, теории расширения операторов и теоремы разложения. Обстоятельное изложение математического аппарата квантовой механики было дано в г. Нейманом в книге "Математические основы квантовой механики" [185]. Наряду с развитием общей спектральной теории линейных операторов и ее применением к изучению конкретных операторов в последующие годы значительное внимание уделяется исследованию сингулярных дифференциальных операторов. Методы общей спектральной теории линейных операторов в гильбертовом пространстве часто оказывались недостаточно гибкими в некоторых вопросах теории сингулярных дифференциальных операторов. Например, для изучения свойств спектра дифференциальных операторов в зависимости от поведения коэффициентов операторов, прямое применение аналитических методов оказывалось более эффективным. В монографии Титчмарша "Разложения по собственным функциям, связанные с дифференциальными уравнениями второго порядка" [267], вышедшей в г, спектральная теория дифференциальных операторов излагается без формального привлечения общей теории линейных операторов в гильбертовом пространстве. В развитии спектральной теории сингулярных дифференциальных операторов большое значение имеют работы Крейна по теории расширений симметрических операторов и методу направляющих функционалов. С помощью последнего метода МГ. Крейном была доказана и теорема разложения по собственным функциям для обыкновенных самосопряженных дифференциальных операторов. Метод направляющих функционалов Крейна служит, в известной степени, соединительным звеном между общей теорией линейных операторов и теорией разложения по собственным функциям дифференциальных операторов. Другое доказательство теоремы разложения для обыкновенных дифференциальных операторов было дано в 1949-50 гг. в работах Кодаиры. Позднее новые доказательства теоремы разложения получили Левитан, Иосида и Левинсон. Появление монографий Титчмарша, Левитана г. [132] и Наймарка 1954 г. [177] выражает переход к новому этапу в развитии спектральной теории дифференциальных операторов, как самостоятельного раздела функционального анализа со своими задачами и методами. В указанной книге Наймарка теория дифференциальных операторов изложена для операторов произвольного порядка. Центральной проблемой спектральной теории дифференциальных операторов, как говорилось выше, является теорема о разложении по собственным функциям. Значительное число работ связано с изучением этой проблемы. Кроме доказательства основной теоремы разложения естественно возникает вопрос о единственности разложения или единственности так называемой спектральной функции. Другой важной проблемой спектральной теории дифференциальных операторов является проблема расширения операторов. Большое число исследований посвящено изучению асимптотических свойств собственных значений, спектра и собственных функций. К основным задачам спектральной теории относится определение индекса дефекта дифференциального оператора в зависимости от поведения коэффициентов дифференциального выражения. Важнейшей задачей спектральной теории дифференциальных операторов является характеристика спектра оператора также в зависимости от поведения коэффициентов дифференциального выражения, порождающего оператор. Полученные в этом направлении результаты дают весьма неполное представление о природе спектра. Изучены отдельные классы операторов с дискретным спектром, получены некоторые сведения о расположении непрерывной части спектра. Успешно разрабатываются прямые методы качественного спектрального анализа сингулярных дифференциальных операторов. Обзору полученных этими методами результатов посвящена монография Глазмана [66]. К сравнительно малоизученным может быть отнесена спектральная теория дифференциальных операторов высших порядков. Полное решение обратной задачи спектрального анализа, состоящей в определении обыкновенного дифференциального оператора по спектральной функции, дано в работах Гельфанда, Левитана, Крейна, Марченко. Большой круг задач поставлен в связи с проблемой построения спектральной теории несамосопряженных дифференциальных операторов. Новое направление спектральная теория дифференциальных операторов получает при переходе в пространства обобщенных функций. Математический анализ физических проблем продолжает служить благотворным источником развития спектральной теории дифференциальных операторов. Наряду с существующими книгами по аксиоматической теории линейных операторов в гильбертовом пространстве и по спектральной теории дифференциальных операторов представляется полезными даже необходимым создание работы, в которой было бы представлено происхождение и развитие спектральной теории дифференциальных операторов. Вдохновляющим примером для автора служат исторические замечания в книгах Бурбаки, заключение в книге Морена "Методы гильбертова пространства, добавления в монографии Данфорда и Шварца, в книгах Левитана. Признавая несовершенства данного изложения, автор будет считать свою цель достигнутой, если поможет читателю понять возникновение идей и методов спектральной теории дифференциальных операторов в гильбертовом пространстве или направит его к первоисточнику и, тем самым, будет способствовать успеху в его собственных исследованиях. Автор выражает искреннюю благодарность профессору Левитану, ознакомившемуся с первоначальной рукописью книги и сделавшему ряд полезных замечаний, редактору книги профессору Гулько, старшему преподавателю Томского госуниверситета Лазареву и студентам ММФ, участвовавших в техническом оформлении книги, декану ММФ ТГУ Берцуну за содействие изданию. ГЛАВА 1 КЛАССИЧЕСКАЯ ЗАДАЧА О РАЗЛОЖЕНИИ ПРОИЗВОЛЬНОЙ ФУНКЦИИ ВРЯД ПО СОБСТВЕННЫМ ФУНКЦИЯМ КРАЕВОЙ ЗАДАЧИ. § 1. Задача о колебании струны Первые стимулы к возникновению теории собственных значений и собственных функций были вызваны задачами механики, наиболее развитой областью математического естествознания в XVIII веке. Прежде всего, это задача о колебании струны, изучение которой положило начало теории краевых задач математической физики. Позднее и другие задачи теории колебаний оказали влияние на формирование теории собственных значений и собственных функций. История задачи о колебании струны неоднократно освещалась в литературе по истории математики [35, 60] в связи с развитием общих понятий математического анализа, таких как функция, сходимость рядов и т.п., или теории тригонометрических рядов. Физическая сторона задачи привлекала внимание историков механики и физики. Задачей о колебании струны еще в XVII в. занимались Галилей, Бекман, Мерсенн. Математическая формулировка задачи о колебании струны связывается с именем Брука Тейлора, который в 1713-15 гг. установил закон движения струны, выражающий зависимость между ускорением точки струны и радиусом кривизны. Задача была сведена к двум дифференциальным уравнениям второго порядка с постоянными коэффициентами. Рассматривая колебание струны в целом, он получил только главное колебание, считая, что всякое движение колеблющейся струны переходит в указанное им главное колебание. Полученный Тейлором результат состоял в том, что в любой момент времени струна имеет форму дуги синусоиды. Тейлор упустил другие колебания, кроме главного, хотя его теоретические рассуждения приводили к возможности их существования. Одновременно с Тейлором интерес к задаче о струне проявил Бернулли, оспаривая приоритету Тейлора. Бернулли останавливается на этой задаче в письме к своему сыну Даниилу Бернулли в г. и несколько позднее в специальной статье. Результаты Бернулли аналогичны результатам Тейлора. Другими способами те же результаты были получены Германом в г. и Бернулли в г. Несколько позднее в работах г. и г. Бернулли, изучая колебания свободно висящей нити, подходит к мысли о возможности существования других колебаний, кроме главного. Окончательную формулировку эти мысли получают в работе Бернулли в г. К задаче о струне неоднократно обращается Леонард Эйлер. В гон выделяет также только основной тон. В работе г. при изучении колебаний пластинки с закрепленным концом Эйлер обнаруживает и другие колебания, кроме главного. В г. Даламбер записывает дифференциальное уравнение колебаний струны в виде 2 2 t y ∂ ∂ = 2 и получает известное решение как сумму двух произвольных функций. Для одного частного случая он довел решение до конца. В следующем году Эйлер показывает, что для полного решения задачи о колебаниях струны нужно задавать граничные и начальные значения. В работе г. Эйлер преобразует уравнение колебаний струны к виду 0 2 = ∂ ∂ ∂ t x y Таким образом, Эйлер развил метод Даламбера, придав ему завершенный вид, и выяснил его физический смысл. Он обнаружил, что решение Даламбера представляет собой наложение двух распространяющихся в разные стороны волн. Эти исследования Даламбера и Эйлера положили начало известной продолжительной дискуссии о природе функции и важнейших понятий математического анализа. К работам Эйлера о колебаниях струны примыкают его исследования о распространении звука. Для одного частного случая Эйлер в статье г. получил решение задачи о колебании струны в виде тригонометрического ряда. Однако он сомневался в общности такого решения ив возможности представления любой функции в виде суммы периодических функций. Принципиально иным был подход к решению задач колебания струну Бернулли. В статье гон высказывает и развивает новые важные положения общего характера о колебательных процессах. В основе его выводов лежат физические соображения о существовании основного тона и обертонов у звучащей струны. На основании исследований Тейлора и Бернулли каждому тону соответствует колебание вида ( ) l x n t A n π sin , где n – натуральное число, t – время. Отсюда Бернулли заключил, что форма колеблющейся струны образуется наложением этих колебаний, то есть представляется в виде ряда ( Использованный Бернулли принцип наложения колебаний, или принцип суперпозиции частных решений дифференциального уравнения колебания струны и других механических систем, поднимал ряд вопросов математического обоснования этого приема. Бернулли видел истинность употребляемых методов в физической природе колебательных процессов. Бернулли придавал большое значение общности своего метода. В частности, он считал, что тригонометрический ряд позволяет дать представление любой функции, график которой может быть формой струны. Бернулли удалось получить и общие формулы для коэффициентов такого разложения. Вопрос о сходимости получающихся рядов оправдывался также природой задачи. Метод Бернулли развился в метод разделения переменных для решения задач математической физики, приводящих к дифференциальным уравнениям в частных производных. Бернулли впервые получил систему собственных функций краевой задачи для дифференциального уравнения второго порядка и поставил проблему о разложении произвольной функции вряд по функциям этой системы. В теории колебаний в течение XVIII века последовательно развивалась плодотворная идея перехода от континуального тела к конечной системе материальных точек. Развитие этой идеи можно проследить от Тейлора до Лагранжа. Бернулли в г. использовал этот прием для решения задачи о тяжелой цепи. Позднее его систематически стал применять Бернулли при решении конкретных задач теории колебаний. Пользовался этим переходом и Эйлер. В работе г. Бернулли заменяет струну нитью, нагруженной системой n материальных точек, равномерно распределенных по длине нити. Для такой системы он получает решение задачи о колебании в виде y= ∑ = n k k T t k l x k a 1 2 cos sin π π , а при n → ∞ в виде 1 2 sin cos k k x k t y a l T ∞ π π = ∑ Заметим, что в исследованиях по теории колебаний в Х веке, начиная с Тейлора, рассматривались малые колебания, приводящие к линейным дифференциальным уравнениям. Применявшаяся механиками XVIII века идея перехода к системе материальных точек оказала в дальнейшем существенное влияние на формирование представлений о многомерных и бесконечномерных пространствах. Задачам о малых колебаниях различных тел ряд публикаций посвятил Жозеф Луи Лагранж. В статьях, начиная с г, Лагранж рассматривал различные задачи теории малых колебаний. Отметим из них первую работу "Исследования о природе распространения звука" г. и последующие статьи "Новые исследования о природе распространения звука" 1760-1761гг., "Решение различных проблем интегрального исчисления" 1762-1765гг. Обобщающее изложение результатов своих исследований дано Лагранжем в его главном труде "Аналитическая механика" в г. (е издание г. [125]). Шестой раздел книги Лагранжа содержит теорию малых колебаний любой системы тел. Рассматривая общее решение проблемы о малых колебаниях системы тел около положения равновесия, Лагранж показывает, что задача сводится к линейным дифференциальным уравнениям с постоянными коэффициентами. После ряда преобразований и допущений Лагранж приходит к интегрированию уравнения 0 2 2 = + ξ ξ k dt d , в котором для коэффициента k может быть получено определенное число различных значений, соответствующее числу дифференциальных уравнений системы. Для каждого значения k решение записывается в виде ( ) ε ξ + = k t E sin , где ε , E – произвольные постоянные, а общее решение уравнения получается в виде суммы этих частных решений ( ) ( ) ( ) , sin sin значения постоянных K K , , , , , , '' ' '' ' '' ' '' ε ε ε E E E определяются начальным состоянием системы. Относительно возможных значений коэффициента k Лагранж из физических соображений требовал их вещественности, положительности и неравенства между собой. Вопрос о правомерности этих допущений Лагранжа был предметом исследований ряда ученых и достаточно полно освещен в литературе. Назовем здесь только имена Вейерштрасса, Сомова, Дарбу, Рауса, Пуанкаре, трудами которых была достигнута полная ясность в указанном вопросе. Переходя к изучению колебаний струны, Лагранж рассматривает сначала задачу о малых колебаниях нити, нагруженной системой грузов, равномерно распределенных по длине нити и закрепленной в обоих концах или только водном из них. Эту задачу Лагранж приводит к системе дифференциальных уравнений второго порядка вида ( ) 1 1 2 2 2 − + + − = k k k k y y y l dt y d , где k =1,2,..., n , а l – некоторая положительная постоянная, с начальными условиями 0 i Решение получается в виде конечной суммы 12 ( ) ∑ ∑ = = + ⎟⎟ ⎠ ⎞ ⎜⎜ ⎝ ⎛ + + ⎟⎟ ⎠ ⎞ ⎜⎜ ⎝ ⎛ + + = n i n j i k n i l t n ik n ij Y n y 1 1 1 2 sin 2 cos 1 sin 1 sin 1 2 π π π ( ) ( ) ( ) ∑ ∑ = = + ⎟⎟ ⎠ ⎞ ⎜⎜ ⎝ ⎛ + + ⎟⎟ ⎠ ⎞ ⎜⎜ ⎝ ⎛ + + + n i n j j n i n i l t n ik n ij V n 1 1 1 2 sin 1 2 sin 2 sin 1 sin 1 sin 1 Колеблющуюся струну Лагранж рассматривает как предельный случай нагруженной нити, когда n стремится к бесконечности, а промежутки между телами становятся бесконечно малыми. После ряда преобразований решение принимает вид ( ) ( ) ( ) ( ) ∑ ∞ = • ⎥ ⎦ ⎤ ⎢ ⎣ ⎡ ′ ′ + ′ = 1 sin cos Сравнивая полученный результат с формулой Д.Бернулли, Лагранж отмечает, что у Бернулли ( ) A ρ • равны нулю, а ( ) ρ A постоянные, зависящие от начального вида струны. Лагранж дополняет рассуждения Бернулли о гармонических тонах звучащей струны и показывает сложность этого анализа в зависимости от начальных и граничных условий. Одновременно он отмечает трудности при объяснении этого явления. В "Аналитической механике" [125] Лагранж замечает, что "хотя формулы п. 46 дают точно движение струны по истечении времени t, тем не менее, бесконечные ряды, входящие в эти формулы не дают возможности составить ясное и наглядное представление об этом движении. Лагранж считает представление колебания струны и начальной фигуры струны в виде бесконечного ряда только гипотетическими использует конечное число членов ряда для приближенного изображения колебания. Лагранж понимал трудности, связанные с предельным переходом от конечного к бесконечному ив дальнейших работах приводил другие решения уравнения колебания струны и вносил уточнения в обоснования возможности предельного перехода и представления решения в виде тригонометрического ряда. Требования Лагранжа состояли в бесконечной дифференцируемости начальной функции. Лагранж в своих исследованиях близко подошел к получению формул для нахождения коэффициентов тригонометрического ряда. Механические образы ограничивали его в расширении понятия функции. Недооценка математиками Х века представления функций тригонометрическим рядом выразилась ив том, что формулы для нахождения коэффициентов разложения функций в тригонометрические ряды небыли осмыслены во всей их общности, хотя были неоднократно получены при решении конкретных задач механики и астрономии Даламбером, Клеро, Эйлером. § 2. Введение новых систем функций и алгебраические корни теории собственных значений. В работах математиков Х века наряду с тригонометрической системой при решении различных задач появляются и другие системы функций. Бернулли при решении одной задачи о колебании висящей нити получил ряд 3 4 5 2 3 4 5 1 4 4 9 4 9 16 4 9 16 25 x xx x x x etc n n n n n − + − + − + ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ ⋅ , представляющий собой функцию Бесселя нулевого индекса от аргумента 2 n x Позднее для этой задачи было получено дифференциальное уравнение и его решение в виде ряда. В г. Эйлер при решении задач о колебаниях мембран получил уравнение 2 2 2 2 2 2 1 0, d u du u dr r Где l , , β α - постоянные, причем l характеризует упругие свойства мембраны. Решение этого уравнения было получено в виде ряда ( ) ( )( ) 2 2 4 4 2 4 1 , 2 1 2 4 1 3 r r u r n l n n l β α α ⎛ ⎞ = − + − ⎜ ⎟ ⎜ ⎟ + ⋅ + + ⎝ ⎠ K где n = 2 1 + β . Это функция Бесселя с индексом, который может быть 0,1,2,..., от аргумента l r α . В названной работе Эйлер указал полную систему собственных колебаний для прямоугольной и круглой мембран. В г. Лагранж при решении задачи о движении планет получил ряды, в которых встречались функции Бесселя ( ) n J n ε целочисленного индекса. Подробное изучение функций, получивших его имя, было проведено Бесселем в г. В исследованиях о притяжении однородных сфероидов и о фигуре планет Лежандр применял многочлены, впоследствии названные его именем. Им были доказаны некоторые важные свойства этих многочленов, в частности, ортогональность и норма по современной терминологии. Развитие теории многочленов Лежандра и их применения были продолжены Лапласом. Лежандром и Лапласом разработана также теория сферических функций. У Лапласа при решении конкретных задач о притяжении тел встречаются и разложения вряд по сферическим функциям. В некоторых исследованиях того же периода встречаются системы функций вида , x i n e λ где n λ образуют последовательность чисел, не кратных одному числу. В конце Х века Парсевалем приумножении двух специальных степенных рядов была установлена формула, выражающая связь между суммой произведений коэффициентов этих рядов и интегралом от произведения функций, заданных рядами. Аналогичная зависимость в теории рядов Фурье, а затем ив теории других систем ортогональных функций, получила название равенства Парсеваля. В связи с линейными преобразованиями систем линейных дифференциальных уравнений с постоянными коэффициентами у Лагранжа впервые встречается понятие собственных значений линейной подстановки [183] . К этому понятию при изучении задачи о "вековых" неравенствах в движении планет приходили Лагранж и Лаплас. Неявно понятие собственных значений линейной подстановки встречается ив некоторых других работах Х века. В частности, при нахождении главных осей конических сечений и главных осей инерции твердого тела Эйлером. Непосредственные алгебраические корни спектральной теории легко усматриваются в теории собственных значений линейных преобразований, в теории матриц и квадратичных форм. Эти теории в современном виде возникли в конце Х века и были развиты в XIX веке. Более глубокие корни этих теорий обнаруживаются в глубокой древности, на самых ранних этапах формирования математики. Понятия ортогональности, введение прямого угла и квадратов расстояний связываются с теоремой Пифагора. От теории конических сечений известен шаг к аналитической геометрии Ферма и Декарта. В аналитической геометрии выявляется алгебраическая теория квадратичных форм и освобождение ее от геометрической оболочки. В Х веке, в связи с задачами аналитической геометрии, ставится проблема сведения квадратичной формы к сумме квадратов и нахождения осей. Лагранж при изучении экстремума функций многих переменных в г. решает вопрос о приведении квадратичной формы произвольного числа переменных к сумме квадратов. Эйлер занимался вопросом о приведении квадрики к осям, допустив, что собственные значения будут действительными. В г. Эйлер поставил общую проблему ортогональных преобразований для любого числа n (для n =3 ион дал соответствующие формулы. В г. Коши [112] показал, что многие из рассматриваемых задач, связанных с собственными значениями линейных подстановок и квадратичных форм, имеют отношение к теории симметрических матриц. Им доказана инвариантность собственных значений этих матриц относительно преобразований подобия и вещественность их для матриц третьего порядка, а через несколько лет доказательства были расширены для любых симметрических матриц. § 3. Открытие Фурье. Отчетливая формулировка и систематическое изложение метода разделения переменных для решения задач математической физики связаны с именем Фурье. В г. Фурье представил в Парижскую Академию наук мемуар, оставшийся неизданным, в котором он указал новый метод решения линейных дифференциальных уравнений в частных производных с краевыми и начальными условиями. Как известно, этот метод, получивший название метода Фурье (или метода разделения переменных, или метода собственных функций, состоит в следующем (в формулировке для двух переменных – пространственной" x и "временной" t ): 1. Нахождение частного решения данного дифференциального уравнения в частных производных в виде произведения функции времени t на функцию координаты x. каждая из этих функций при этом удовлетворяет обыкновенному дифференциальному уравнению, содержащему произвольный параметр λ 2. Нахождение значений параметра λ , получивших название характеристических чисел (позднее собственных значений, а затем соответствующих этим значениям функций координаты x (фундаментальных или собственных функций. 3. На основе принципа суперпозиции составляют сумму произведений найденных частных решений на произвольные постоянные, значения которых подбираются так, чтобы сумма удовлетворяла начальным условиям задачи. Сформулированный метод Фурье приводит к новым основным проблемам спектральной теории 1) Существование собственных значений обыкновенного линейного дифференциального уравнения. Нахождение и изучение собственных значений и соответствующих собственных функций. 2) Разложение произвольной функции вряд по собственным функциям данной краевой задачи. Фурье решает отдельные частные задачи. Блестящее применение своего метода Фурье дает в 1822 году в знаменитом сочинении Аналитическая теория тепла (284), содержащем все ранее полученные результаты. Решение уравнения теплопроводности 2 при различных краевых и начальных условиях приводит к тригонометрической системе функций K K , sin , cos , , 2 sin , 2 cos , sin , cos , 1 nx nx x x x x и к задаче о разложении произвольной функции f(x) вряд по этим функциям ( ) ∑ ∞ = + + = 1 0 sin Для тригонометрической системы доказывается ортогональность функций на отрезке или те. равенства ∫ ∫ ∫ = = = ≠ = = π π π 2 0 2 0 2 0 , , 2 , 1 , , 2 , 1 , 0 , 0 sin cos , , 0 sin sin , 0 cos cos K K n m nxdx mx n m nxdx mx nxdx mx ∫ = = π 2 Для коэффициентов ряда Фурье указывает формулы ( ) ( ) ( ) ( ) , 2 , 1 , sin 1 , cos 1 , 2 1 2 0 2 0 2 Возникающая на основе этой работы Фурье теория тригонометрических рядов, в частности теория рядов Фурье, получает самостоятельное развитие. История развития теории тригонометрических рядов освещена в ряде работ, среди которых можно указать книгу Паплаускаса [189], обзоры Буркгардта [37], Прингсгейма [200], Хильба, статьи Модина [169] и другие. Основные результаты Фурье состоят в том, что он показал возможность представления единым аналитическим выражением в виде тригонометрического ряда широкого класса функций. Понятие функции после открытия Фурье приобретает новое содержание, включив в себя функции, задаваемые на различных участках различными аналитическими формулами в прежнем смысле. Фурье дал способ получения коэффициентов разложения функций в тригонометрические ряды, и правильно поставил проблему сходимости тригонометрических рядов. Первоначальный метод Фурье для определения коэффициентов разложения был первым примером решения системы алгебраических уравнений с бесконечным числом неизвестных. Рассматривая общую теорему о сходимости тригонометрических рядов, Фурье получил выражение для частных сумм, отметил стремление коэффициентов тригонометрического ряда к нулю при ∞ → n . Наконец, Фурье для функций, заданных на всей вещественной оси, получил интегральное представление в виде двойного интеграла ( ) ( ) ( ) 0 1 cos f x f d x d α α β α β π ∞ ∞ −∞ = − ∫ ∫ , полученного как предельный случай от представления функций, заданных наконечном промежутке, в виде тригонометрического ряда. Оставляя в стороне вопрос о значении открытия Фурье для развития понятия функции и основополагающее значение его для теории тригонометрических рядов, отметим его решающее влияние на развитие общей теории разложения функций в ряды или представления функций в виде интеграла. На частном случае тригонометрической системы Фурье разрабатывает отдельные стороны общей проблемы разложения функций в ряды по системам собственных функций, возникающих при решении краевых задач математической физики. Известные интегральные формулы для коэффициентов ряда по косинусам обнаруживаются уже у Даламбера. При разложении функции вряд Даламбер, производя почленное интегрирование, получает формулу для ( ) ∫ = π π 0 0 1 с указанием на то, что для всех целых значений ∫ = π 0 Общую формулу ( ) ∫ = π π 0 cos 1 nxdx x f A n , впервые получил Клеро предельным переходом из интерполяционных формул. Эйлер при вычислении коэффициентов ссылается на соотношения ∫ ⎪ ⎪ ⎩ ⎪⎪ ⎨ ⎧ = = ≠ = ≠ = π π π 0 0 , 0 , 2 , 0 cos Аналогично коэффициенты для разложения по синусам были получены Фруллани. Представляя произвольную функцию ( ) x f в интервале ( ) π π , − как сумму четной функции ( ) ( ) ( и нечетной ( ) ( ) ( ) 2 x f x f x − − = ψ , Фурье получает формулы для коэффициентов ( ) ∫ − = π π π nxdx x f A n cos 1 , ( Эти же формулы Фурье получает прямым почленным интегрированием ряда после предварительного умножения ряда, соответственно, на nx cos и nx sin . В тоже время эти формулы можно обнаружить в работах Бесселя, Гаусса и других. В показательной форме формулы ( ) ∫ − − = π π π π dx e x f C ix n n 2 были получены Лапласом. В связи с изучением произведений функций заданных рядами Парсеваль, как было выше отмечено, получил важную формулу для суммы произведений коэффициентов разложения двух функций в степенные ряды ( ) n n n z C z f ∑ ∞ = = 0 ив виде 17 ( ) ( ) ( ) ( ) { } ∑ ∫ ∞ = − − + = Γ 0 0 2 Обобщение этих результатов находим у Фруллани и Коши. Последний записал формулу в виде если ( ) n n n r a r ∑ ∞ = = 0 ϕ , ( ) n n n r b r ∑ ∞ = = 0 ψ , то ( ) ( ) ∑ ∫ ∞ = − − = 0 2 1 2 1 Для решения уравнений в частных производных Фурье применял преобразование ( ) ( ) ∫ ∞ ∞ − − = dx e x f y F ixy , получившее название преобразования Фурье. Остановимся на получении Фурье упомянутой выше интегральной формулы. В Аналитической теории тепла" [284], недоказательным с современной точки зрения методом, Фурье получил так называемый двойной интеграл Фурье. Эта формула была получена Фурье формальным предельным переходом в формуле разложения функции ( ) x f с периодом πλ 2 вряд Фурье ( ) ∑ ∞ = ⎟ ⎠ ⎞ ⎜ ⎝ ⎛ + + = 1 0 sin cos 2 1 n n n nx b nx a a x f λ λ , где ( ) ∫ − = πλ πλ λ πλ dt nt t f a n cos 1 , ( После подстановки этих значений коэффициентов вряд заменой u n = λ , u δ λ = 1 и формального предельного перехода при ∞ → λ получается вышеуказанная формула двойного интеграла Фурье, которой можно придать вид ( ) ( ) ( ) ( ) ∫ ∞ + = 0 sin cos du xu u b xu u a x f , где ( ) ( ) ∫ ∞ ∞ − = utdt t f u a cos 1 π , ( ) ( Были получены формулы для четных и нечетных функций. Почти одновременно и независимо от Фурье эти формулы были получены Коши /112/. Он указал также экспоненциальную форму интеграла Фурье ( ) ( ) 1 2 ixu iut f x e du f t e dt π ∞ ∞ − −∞ −∞ = ∫ ∫ и двойственные соотношения между парами функций ( ) ( и 18 ( ) ( ) ∫ ∞ = 0 cos 2 xudu u F x f c π , те формулы косинус-преобразования Фурье. (Аналогично и синус-преобразования Фурье. Используя экспоненциальную форму, формулы преобразований Фурье принимают вид ( ) ( ) 1 2 iut F u f t e dt π ∞ −∞ = ∫ , ( ) ( ) ∫ ∞ ∞ − − = du e u F x f ixu π 2 Не останавливаясь здесь на условиях существования преобразований Фурье, как и на различных обобщениях интеграла и преобразований Фурье, отметим только более позднюю теорию преобразований Планшереля для функций из пространства ( ) ∞ ∞ − , 2 L ( ) ( ) ∫ ∞ ∞ − − = dy iy e y f dx d x F ixy 1 2 1 π , ( ) ( ) ∫ ∞ ∞ − − − − = dy iy e y F dx d x f ixy 1 В этих формулах равенства верны почти для всех x . Для преобразования Фурье имеют место обобщенные формулы Парсеваля. Если ( ) x F и ( преобразования Фурье, соответственно, функций ( ) x f и ( ) x g , то формально легко получается формула ( ) ( ) ( ) ( ) ∫ ∫ ∞ ∞ − ∞ ∞ − − = dt t g t f dx x G x F , и после замены ( ) t g на ( ) t g − , а тогда ( ) x G заменится ( ) x G , ( ) ( ) ( ) ( При g f = , получим ( ) ( ) ∫ ∫ ∞ ∞ − ∞ ∞ − = dt t f dx x F 2 Эта формула, по-видимому, впервые встречается у Рэлея [58]. Изложение теории интегралов Фурье и их обобщений дано в ряде монографий. Отметим здесь известные книги, получившие широкое распространение, как Титчмарша "Введение в теорию интегралов Фурье, Бохнера [25], Винера [47]. § 4 Развитие исследований Фурье. Исследования Фурье привлекли к проблеме разложения функций в ряды многих его современников. Важные уточнения и улучшения теории дал Пуассон. Для разложения произвольной функции в ряды Пуассон в работах 1820-23гг [202] предлагает другой метод и успешно применяет его в нескольких частных случаях. В книге "Математическая теория тепла" в г. Пуассон не только объединяет свои прежние исследования, но дает новое обоснование сходимости тригонометрических рядов. Пуассон рассматривает отдельно случаи разложения функций в ряды по синусами по косинусам, а затем указывает общее разложение в виде ( ) ( ) ( ) ( ) 1 1 cos 2 l l l l n x x f x f x dx f x Исследования Пуассона в этом направлении были проанализированы 19 Паплаускасом [189]. В г. Коши [112] указал возможность применения теории вычетов к задаче о разложении функции в ряды. Идея Коши состояла в возможности представления произвольной функции в виде интегрального вычета функции ( ) ( ) ρ ρ ω F x , , где ( удовлетворяет рассматриваемому дифференциальному уравнению с постоянными коэффициентами при всех значениях ρ , а при значениях ρ , обращающих знаменатель ( ) ρ F в нуль, также и краевым условиям задачи. По методу Коши получалось разложение вряд по собственным функциям, но сходимость полученных рядов не была доказана. Одним из первых продолжил исследования Фурье Михаил Васильевич Остроградский. По возвращении из Парижа в 1828 году Остроградский на заседании Академии наук выступил с сообщением о своей работе по теории тепла. В опубликованных заметках [188] формулируется метод Фурье в общей постановке проблем математической физики. Остроградский устанавливает ортогональность фундаментальных функций, соответствующих двум различным характеристическим числам. Водной краткой заметке содержится развернутая программа решения задачи теплопроводности, и ставится ряд новых общих задач анализа. Здесь Остроградский дал формулу, известную под названием формулы Грина, связывающую данный дифференциальный оператор и его сопряженный. Грин позднее получил эту же формулу в частном случае для оператора Лапласа. Остроградский рассмотрел в общем виде краевую задачу на собственные значения и занимался изучением свойств системы собственных функций. Остроградский впервые поставил задачи на собственные значения в трехмерном пространстве в столь общем виде и развил метод Фурье. Он показал существование бесконечного множества собственных значений на конкретном случае задачи теплопроводности. Фурье в своем фундаментальном сочинении только упоминает о возможности разложения решения уравнения теплопроводности вряд по собственным функциям, отличным от синусов и косинусов, ортогональность собственных функций в общем случае им не доказывалась. Стеклов в своей речи в г. Полтаве в г. отметил заслугу Остроградского в этом отношении "Метод Фурье во всей общности был впервые сформулирован Остроградским, а затем уже в г. Ламе и Дюгамелем, и поставил ряд общих задач анализа, которые впервые попытался разрешить Пуанкаре в 1894 г, то есть спустя 70 лет. Коши в г. в своей работе вспомнил эту работу Остроградского, не касаясь общих разложений, о которых упоминает, но считает их сложными. Для разложения по тригонометрическим функциям Остроградский предвосхищает результаты Дирихле. ГЛАВА 2 ИССЛЕДОВАНИЯ ШТУРМА И ЛИУВИЛЛЯ И РЕГУЛЯРНАЯ ЗАДАЧА. § 1. Фундаментальные исследования Штурма. В г. в первом томе нового математического журнала, основанного Лиувиллем, были опубликованы работы Штурма и последовавшие за ними статьи Лиувилля о линейных дифференциальных уравнениях, встречающихся в математической физике и о разложении функций в ряды по решениям этих уравнений. Штурму принадлежат две большие статьи [314,315] и появившаяся позднее статья, совместная с Лиувиллем [316]. Сообщение о своих исследованиях было зачитано Штурмом в Академии наук 28 сентября га публикации появились почти через три года. Вначале первой статьи Штурм отмечает, что большое число задач математической физики, относящихся к теории распространения тепла в телах и теории малых колебаний, приводит к дифференциальным уравнениям второго порядка. В тоже время получить решение этих уравнений в явном виде удается только в частных случаях. Поэтому знание некоторых свойств этих функций, таких каких обращение в нуль, характер изменения, перемена знака, достижение экстремальных значений, представляет значительный интерес. Аналогия с тригонометрическими функциями, обнаруживаемая в общем случае, по мнению Штурма могла бы быть использована для получения численных значений искомых решений с достаточным приближением. Штурм рассматривает линейное дифференциальное уравнение второго порядка 0 в интервале, [ ] x,X приводя его к виду 0 = + ⎟ ⎠ ⎞ ⎜ ⎝ ⎛ GV dx dV K dx d (I), полагая dx dK K L M 1 = и K G L N = , или ∫ = dx L M e K , При заданных значениях V ив некоторой точке решение данного уравнения определяется однозначно. Предполагается, что K положительна, так как в противном случае функция V может быть бесконечной. Далее Штурм показывает, что V и одновременно в нуль не обращаются, при этом G остается произвольной. Весь первый мемуар посвящен изучению свойств вышенаписанного уравнения. Для ознакомления с методом Штурма проследим за доказательством того, что V и не обращаются одновременно в нуль. Пусть V ′ другое решение уравнения (I) определяемое другими начальными значениями при a x = . Умножая уравнение для V на V ′ , а уравнение для V на V, легко получаем 21 0 = ⎟ ⎠ ⎞ ⎜ ⎝ ⎛ ′ − ⎟ ⎠ ⎞ ⎜ ⎝ ⎛ ′ dx V d K dx d V dx dV K dx d V , и замечая, что левая часть этого равенства есть производная выражения после интегрирования имеем C dx V d V dx dV V K = ⎟ ⎠ ⎞ ⎜ ⎝ ⎛ ′ − ′ , где C – произвольная постоянная. Если ( ) 0 ≠ a V , то можно так задать значения V ′ и dx V d ′ при a x = чтобы левая часть была отлична от нуля, а тогда 0 ≠ C . Если же одновременно V и dx dV , а непроизвольная постоянная, вточке a x = обращаются в нуль, то всегда C = 0. Отсюда следует, что меняет знак в точке, где она обращается в нуль. Штурм детально изучает изменение функции V в зависимости от изменения достаточно малого) коэффициентов уравнения G K, и произвольных постоянных A и B , значениями которых определяется данное частное решение уравнения. С этой целью Штурм считает A G K , , и B функциями параметра m . Обозначая , K δ V δ итак далее, изменения соответствующих функций при изменении параметра m , Штурм получает ряд интересных формул, например, Интегрируя эти равенства по частям в различных интервалах, получим ∫ ∫ ⎟ ⎠ ⎞ ⎜ ⎝ ⎛ − + = ⎟ ⎠ ⎞ ⎜ ⎝ ⎛ − x x x x Kdx dx dV Gdx V C dx dV K V dx dV VK δ δ δ δ 2 2 , ∫ ∫ ⎟ ⎠ ⎞ ⎜ ⎝ ⎛ + − ′ = ⎟ ⎠ ⎞ ⎜ ⎝ ⎛ − X x X x Kdx dx dV Gdx V C dx dV K V dx dV VK δ δ δ δ 2 2 , и далее и Полученные равенства позволяют Штурму высказать ряд предложений о поведении функций K G , и Дальнейший анализ полученных соотношений приводит Штурма к формулировке условий, когда при возрастании параметра m нули функции уменьшаются, то есть сдвигаются влево. Изложение Штурма сопровождается геометрическими иллюстрациями с помощью семейства кривых ( ) 0 , = m x V . Продолжая анализ, Штурм устанавливает, что число изменений знака функции ( ) m x V , может только увеличиваться при возрастании параметра m . Результаты исследований Штурм формулирует в теоремах для двух уравнений 22 0, d dV K G на отрезке [ ] x,X в предположениях о коэффициентах уравнений и некоторых условий на концах. Эти теоремы утверждают, что число нулей и изменений знака функции V ′′ не меньше, чем для функции V ′ , причем значения x , при которых ( ) x V ′ обращается в нуль, будут больше, чем соответствующие нули функции V ′′ . Как следствие этих теорем Штурм доказывает, что между двумя нулями функции V ′ всегда содержится по крайней мере один нуль функции V Этот результат сразу приводит к теореме о чередовании нулей решений рассматриваемых уравнений, если число нулей функции V ′′ на единицу больше числа нулей функции V ′′ . Штурм дает несколько доказательств некоторых теорем, детально обсуждая различные варианты и подвергая каждое свойство всестороннему анализу. Например, только что доказанное свойство существования нуля функции V между двумя последовательными нулями функции V сразу дополняется замечанием, что между двумя последовательными нулями функции V не может быть больше Δ нулей функции V ′′ , где Δ - разность между числами нулей функций V ′′ и V во всем интервале. Подробному изучению подвергается отношение V dx dV K и затем V HV dx dV K + , где H постоянная или убывающая функция m при возрастании параметра. Устанавливается, что второе отношение на правом конце X x = при возрастании m убывает от ∞ + до ∞ − между последовательными значениями m при которых V обращается в нуль. Изучение уравнений 0 = − hV dx dV K и 0 = − HV dx dV K соответственно, на концах и X приводит к тому, что значения m , удовлетворяющие одновременно этим двум условиям, возрастают при принятых предположениях о , , В дальнейшем Штурм снимает сделанные допущения относительно H и рассматривает H как произвольную функцию Аналогичные предложения доказываются для выражения V dx dV K ρ + при некоторых предположениях на концах интервала. Далее рассматриваются условия, при которых решение V основного уравнения принимает максимальные и минимальные значения. Теорема о чередовании нулей переносится на функции V и Для применения развитой теории дифференциальное уравнение 0 заменой = U V θ приводится к виду Дальнейшим преобразованием функции или независимого переменного уравнение приводятся к виду 23 0 2 2 = + В таком виде и изучает Штурм подобные уравнения. Предполагается, что положительна для всех x возрастающих от a до Принимая ' G постоянной, равной или меньшей достаточно малого числа G и G G ≥ '' , рассматриваются уравнения 0 2 2 = ′ ′ + ′ V G dx V d , 0 Решения этих уравнений записываются в виде ( ) c G x C V ′ + ′ ′ = ′ sin , Для этих решений указывается число нулей и сравнивается с числом нулей для функции решение уравнения с коэффициентом G ). Здесь же отмечается зависимость числа нулей от длины интервала ( ) b a , ). Штурм рассмотрел способ приближенного нахождения нулей функции V. Штурм отмечает случай, когда интервал становится бесконечным ( ) ∞ = b . В этом случае V обращается в нуль бесконечное число раз. В качестве примера Штурм приводит уравнение 0 1 2 2 2 = ⎟ ⎠ ⎞ ⎜ ⎝ ⎛ − + + U x n r dx dU x dx U d , то есть уравнение Бесселя, и указывает, что Пуассон дал интегральное выражение функции Штурм замечает, что коэффициенты уравнения могут содержать также параметр r , причем в задачах физики обычно параметр впервой или во второй степени входит в коэффициент при Штурм заканчивает свое исследование о нулях функций, определяемых уравнениями второго порядка сравнением значений функций V ′ и V при условии, что эти функции не меняют знака в рассматриваемом интервале, и указанием возможности получения приближенных значений функций, определяемых дифференциальным уравнением. В заключение Штурм отмечает аналогию рассмотренной теории для дифференциальных уравнений 0 с теорией, ранее развитой им для уравнения в конечных разностях второго порядка 0 1 1 = + + − + i i i Nu Mu Lu , и теоремой о числе вещественных корней численного уравнения. Пришлось только от конечных разностей перейти к бесконечно малым разностям. Для дифференциальных уравнений рассуждения более тонкие и поэтому для уравнений в конечных разностях удалось получить более полные результаты. Во втором большом мемуаре Штурм изучает уравнение теплопроводности для стержня и соответствующие краевые задачи, используя ранее полученные им результаты о свойствах решений дифференциальных уравнений второго порядка. В предисловии Штурм отмечает, что теория, развитая для уравнения теплопроводности может быть применена для изучения многих задач динамики. Штурм рассматривает уравнение с краевыми условиями 0 = − hu dx du k для x x = , 0 = + Hu dx du k для X x = , и начальным условием ( ) x f u = для Предполагая по Пуассону, что rt Ve u − = , задача сводится к нахождению функции ( ) x V и числа r , удовлетворяющих системе ( ) , 0 = − + ⎟ ⎠ ⎞ ⎜ ⎝ ⎛ V l gr dx dV k dx d 0 = − hV dx dV k для x x = , 0 = + HV dx dV k для Уравнение и первое краевое условие используется для нахождения функции V , а второе краевое условие – для нахождения r . Далее Штурм переходит к изучению свойств корней уравнения ( служащего для определения r , то есть ( ) ( ) ( ) 0 , , = + ≡ r x HV dx r x dV k r F для Прежде всего, доказывается вещественность корней уравнения. Доказательство ведется методом от противного. Полагая а тогда , 1 − + = Q P V дифференциальные уравнения и краевые условияраспадаются на два. Комбинируя и интегрируя по частям, легко получить ( ) 2 2 0  перейти в каталог файлов | Образовательный портал Как узнать результаты егэ Стихи про летний лагерь 3агадки для детей |