Laplaca ekvacio

El Vikipedio, la libera enciklopedio
Saltu al: navigado, serĉo

En vektora analitiko, la laplaca ekvacioekvacio de Laplace estas ekvacio de partaj derivaĵoj de dua ordo kaj de elipsa tipo, kiu ricevis tiun nomon honore al la fizikisto kaj matematikisto Pierre-Simon Laplace.

Enkondukita de la necesoj de la neŭtona mekaniko, la laplaca ekvacio aperas en multaj aliaj branĉoj de la teoria fiziko, kiel astronomio, elektromagnetismo, elektrostatiko, fluidmekanikokvantuma mekaniko.

Difino[redakti | redakti fonton]

Tri-dimensia kartezia sistemo, kun origino O kaj orientitaj aksoj X, Y and Z. La koordinatoj de la nigra punkto estas x = 2, y = 3, kaj z = 4, aŭ (2,3,4).

Se u estas funkcio difinita el eŭklida spaco \R^n kun reelaj valoroj en \R, kontinua kaj dufoje diferenciebla, la laplaca ekvacio de u estas:

\Delta u=0 \  ,

kie \Delta estas la laplaca operatorolaplaciano.

En tri-dimensia sistemo, la problemo konsistas en trovi tian funkcion u tiel, ke

En cilindraj koordinatoj: ρ, φ kaj z, la punkto havas radiusan distancon ρ = 4, polusan (aŭ azimutan) angulon φ = 130°, kaj alton z = 4.

en karteziaj koordinatoj


{\partial^2 u\over \partial x^2 } +
{\partial^2 u\over \partial y^2 } +
{\partial^2 u\over \partial z^2 } = 0 \ ;
Spheraj koordinatoj (r, θ, φ) komune uzataj en fiziko: radiusa distanco r, zenita angulo θ (teto), and azimuta angulo φ (fio). La simbolo ρ (roto) estas ofte uzata anstataŭ r.
En matematiko, la difinoj de θ kaj φ estas interŝanĝitaj.

en cilindraj koordinatoj

 {1 \over \rho} {\partial \over \partial \rho}
  \left( \rho {\partial u \over \partial \rho} \right) 
+ {1 \over \rho^2} {\partial^2 u \over \partial \varphi^2}
+ {\partial^2 u \over \partial z^2 } =0 \ ;

en sferaj koordinatoj

 {1 \over r^2}{\partial \over \partial \rho}\!\left(r^2 {\partial u \over \partial r}\right)
  \!+\!{1 \over r^2\!\sin\theta}{\partial \over \partial \theta}\!\left(\sin\theta {\partial u \over \partial \theta}\right)
  \!+\!{1 \over r^2\!\sin^2\theta}{\partial^2 u \over \partial \varphi^2} =0 \ .

La solvoj de ekvacio de Laplace nomiĝas harmonaj funkcioj.

Se du funkcioj estas solvoj de laplaca ekvacio (aŭ iu ajn lineara homogena diferenciala ekvacio), ilia sumo (aŭ iu ajn lineara kombinaĵo) estas ankaŭ solvo. Tia propreco, nomita principo de supermetado, estas tre utila, ekz. por solvi malsimplajn problemojn per sumo da simplaj solvoj.

Kiam la dekstra membro de la laplaca ekvacio estas funkcio f, la ekvacio estas skribita tiel:

\Delta u = f\,, kaj nomiĝas ekvacio de Poisson.

La helmholca ekvacio estas aparta kazo de ekvacio de Poisson, kie f = -  k^2  u  (kun k reela nombro) ,

dum la laplaca ekvacio estas aparta kazo de helmholca ekvacio, kie k = 0.

Limkondiĉoj[redakti | redakti fonton]

La laplaca ekvacio signifas, ke estas neniu fonto en la konsiderata domajno D, do estas la kondiĉoj de ties limoj, kiuj permesas kalkuli la funkcion u interne de tia domajno D. La plej komunaj limkondiĉoj estas la Dirichlet kaj la Neumann kondiĉoj.

Problemo de Dirichlet[redakti | redakti fonton]

Ekvacio de Laplace de u=z, pri ringo (r=2 kaj R=4) kun limkondiĉoj de Dirichlet: u(r=2)=0 kaj u(r=4)=4.sin(5.θ)

La problemo de Dirichlet pri la laplaca ekvacio konsistas trovi solvon u en iu domajno D tiel, ke u konformu al determinita(j) funkcio(j) g laŭ difinita(j) limo(j) \partial D:

\begin{cases}
\triangle u = 0,\quad & x\in D\\
 \ \ \  u=g, & x\in \partial D
\end{cases}

La laplaca operatoro aperas en la ekvacio de varmo, ia fizika interpreto de tiu problemo estas la sekvanta: fiksi la temperaturon laŭ la rando de la domajno en akordo kun iu specifo determinita de limkondiĉo. Varmo unue disfluas kaj varias ĝis daŭra stato, pri kiu la temperaturo en ĉiu punkto de la domajno ne plu ŝanĝas. La fina disvastiĝo de la temperaturo ene de la domajno estas la solvo de problemo de Dirichlet.


Problemo de Neumann[redakti | redakti fonton]

Pri la problemo de Neumann la limkondiĉo por la solvo de la laplaca ekvacio ne specifas, sur la rando(j) \partial D de la domajno, la funkcion u, sed ties ortan derivaĵon.

\begin{cases}
\triangle u = 0,\quad & x\in D\\
\  \frac{\partial u}{\partial\eta} = h,& x\in \partial D
\end{cases}

Pri varmodifuzo, komune okazas, ke varmo nek eniras nek eliras tra la konturo de la domajno, t.e. ke la domajno estas perfekte termike izolita, kaj do ke la orta derivaĵo de la varmofluo nulas laŭ ĉi tiu konturo (h=0).

Laplaca ekvacio en du-dimensia sistemo[redakti | redakti fonton]

La ekvacio de Laplace pri du sendependaj variabloj (x, y) skribiĝas sekve:

\frac{\partial^2\Psi}{\partial x^2} + \frac{\partial^2 \Psi}{\partial y^2} \equiv \Psi_{xx} + \Psi_{yy} = 0.

Analitikaj funkcioj[redakti | redakti fonton]

La reelaj kaj imaginaraj de kompleksa analitika funkcio kongruas kun la laplaca ekvacio. Tio estas, se z=x + i.y, kaj se

\Psi(z) = u(x,y) + i.v(x,y),\,

do la necesa kondiĉo por ke \Psi(z) estu analitika estas, ke ĝi kongruu kun la ekvacioj de Cauchy-Riemann:

u_x = v_y, \quad v_x = -u_y,\,

kie ux estas la unua parta derivaĵo de u rilate al x.

Kaj pro la propreco de simetrio de duaj derivaĵoj pri funkcioj kun kontinuaj partaj derivaĵoj, sekvas ke:

u_{yy} = (-v_x)_y = -(v_y)_x = -(u_x)_x.\,

Tio pruvas, ke u tial kongruas kun la laplaca ekvacio. Sama kalkulo montru, ke v kongruas ankaŭ kun la laplaca ekvacio.

Inverse, konsiderante harmonan funkcion, ĝi estas la reela parto de analitika funkcio \Psi(z) (minimume lokale), eblas konsideri ĝin tiel:

\Psi(z) = \Phi(x,y) + i \psi(x,y),\,

kaj oni rajtas plenumi la ekvaciojn de Cauchy-Riemannn:

\psi_x = -\Phi_y, \quad \psi_y = \Phi_x.\,

Tiaj egalaĵoj ne determinas \psi-n, sed nur ties pliigon per la nura reela parto de la analitika funkcio \Psi(z) :

d \psi = -\Phi_y\, dx + \Phi_x\, dy.\,

La ekvacio de Laplace por \Phi implicas, ke la kondiĉo de integralebleco validas por \psi:

\psi_{xy} = \psi_{yx},\,

kaj tiel eblas difini \psi-n kiel kurban integralon. La kondiĉo de integralebleco kaj la teoremo de Stokes implicas, ke la valoro de la kurba integralo, laŭ la vojo kiu kunigas la du punktojn, estas sendependa de la vojo. La solvo de la laplaca ekvacio estas duopo de tiel nomitaj konjugitaj harmonaj funkcioj. Tiu konstruo validas nur lokale, aŭ kondiĉe ke la vojo ne ĉirkaŭiras neordinaraĵon. Ekzemple, se \rho\, kaj \varphi \, estas polusaj koordinatoj kaj

\Phi = \log \rho, \,

la konforma analitika funkcio estas:

\Psi(z) = \log z = \log \rho + i\varphi. \,

Tamen, la angulo \varphi \, havas unu nuran valoron kondiĉe, ke la koncernata regiono ne inkludas la centran poluson.

La proksima rilato inter la laplaca ekvacio kaj la analitikaj funkcioj imlicas, ke ĉiu solvo de laplaca ekvacio havas derivaĵojn de ĉiuj ordoj, kaj estas elvolvebla en potencoseriojn, minimume ene de cirklo, kiu ne enhavas neordinaraĵon. Tio ege kontraŭas la solvojn de la ondekvacion, kiu ĝenerale entenas malpli da reguleco.

Estas intima rilato inter potencoserio kaj la serioj de Fourier. Elvolvado de funkcio \Psi(z),\, laŭ potencoserio inter cirklo de radiuso R tradukiĝas per:

\Psi(z) = \sum_{n=0}^\infty c_n z^n,\,

kun taŭgaj difinitaj koeficientoj, kies reelaj kaj imaginaraj partoj estas donitaj per

c_n = a_n + i b_n.\,

Konsekvence

\Psi(z) = \sum_{n=0}^\infty \left[ a_n r^n \cos n \theta - b_n r^n \sin n \theta\right] + i \sum_{n=1}^\infty \left[ a_n r^n \sin n\theta + b_n r^n \cos n \theta\right],\,

kiu estas serio de Fourier rilatante la funkcion \Psi.

Fluo de fluido[redakti | redakti fonton]

Supozu, ke la kvantoj u kaj v estu la horizontala kaj la vertikala komponantoj de rapido en du-dimensia sistemo pri daŭra, nekunpremebla kaj nerotacia fluidofluo. La kondiĉo, laŭ kiu la fluo estu nekomprenebla estas ke:

\nabla \cdot (u,v)=u_x + v_y=0,\,

kaj la kondiĉo, ke la fluo ne rotacias estas ke:

\nabla \times (u,v)=v_x - u_y =0. \,

Se ni difinas la diferencialo de rapidofunkcio ψ per

d \psi = v\, dx - u\, dy,\,

tiam la kondiĉo de nekunpremebleco estas kondiĉo de integralebleco por tia diferencialo: la rezulta funkcio nomiĝas fluofunkcio, ĉar ĝi estas konstanta laŭ la fluaj linioj. La unuaj derivaĵoj de ψ estas:

\psi_x = v, \quad \psi_y=-u, \,

kaj la kondiĉo de nerotaciebleco implicas, ke ψ kongruu kun la laplaca ekvacio. La harmona funkcio \Phi \, , kiu estas konjugita al ψ nomiĝas rapidopotencialo. La ekvacioj de Cauchy-Riemann implicas ke:

\Phi_x=-u, \quad \Phi_y=-v. \,

Tiele, ĉiu analitika funkcio respondas al daŭra nekunpremebla kaj nerotacia fluidofluo en la ebeno. La reela termo de tia kompleksa funkcio estas la rapidopotencialo, kaj ĝia imaginara termo la fluofunkcio.

Elektrostatiko[redakti | redakti fonton]

Laŭ la ekvacioj de Maxwell, elektra indukdenso (u,v) en du-dimensia spaco, kiu estas sendependa de tempo konformas al

\begin{cases}\nabla \times (u,v) = v_x -u_y =0,\,\\

\nabla \cdot (u,v) \ \ = {\rho_l},\,\end{cases}

kie \rho_l estas la elektra ŝarga denseco. La unua ekvacio estas la kondiĉo de integralebleco de analitiko funkcio, kies la diferencialo estas:

d \Phi = -u\, dx -v\, dy,\,

do eblas konstrui la elektran potencialon \Phi tiele:

\Phi_x = -u, \quad \Phi_y = -v.\,

La dua ĉi supra ekvacio de Maxwell implicas ke:

\Phi_{xx} + \Phi_{yy} = -\rho_l,\,

kio estas la ekvacio de Poisson.

Gravas noti, ke la ekvacio de Laplace povas esti uzata pri tri-dimensiaj problemoj en elektrostatiko (la elektra kampo E derivas de elektra potencialo V) kaj en fluidofluo, sammaniere kiel en du-dimensiaj problemoj.

Vidu ankaŭ[redakti | redakti fonton]

Eksteraj ligiloj[redakti | redakti fonton]