Loading [MathJax]/extensions/TeX/boldsymbol.js
Skip to main content
LibreTexts - Ukrayinska

14.4: Виведення нескінченно малих генераторів

Процедура пошуку нескінченно малих генераторів

Вивчаємо диференціальні рівняння, які можна записати як

F(t, y, \dot{y}, \ldots) = 0 \nonumber

для якоїсь функціїF. Ми шукаємо неперервні симетрії, які можна застосувати до цього рівняння таким чином, щоб вихідне рівняння та перетворене рівняння мали однакові розв'язки. Симетрії позначаються нескінченно малими генераторами

U = \xi \partial_t + \eta \partial_y \nonumber

які описують, якy перетворюється незалежна зміннаt та залежна змінна. При перетворенні симетрії незалежна змінна і залежна змінна перетворюються, але так само роблять похідні залежної\ldots змінної\dot{y}\ddot{y},,, Пролонгація нескінченно малий генератор є узагальненням нескінченно малий генератор, який описує перетворення незалежної змінної, залежної змінної та похідних залежної змінної [164, с. 94].

Пролонгація генератораU визначається як\mathfrak{n}

pr^{(\mathfrak{n})}U = \xi \partial_t + \eta \partial_y + \eta^t \partial_{\dot{y}} + \eta^{tt} \partial_{\ddot{y}} + \eta^{ttt} \partial_{\dddot{y}} + \dots, \label{14.4.3}

і він має терміни за участю\eta^{t^{\mathfrak{n}}}. Функції\eta^{t} та\eta^{tt} визначені [164],

\eta^t = \eta^t(t, y, \dot{y}) = \frac{d}{dt}(\eta - \xi\dot{y})+\xi\ddot{y} \label{14.4.4}

\eta^{tt} = \eta^{tt}(t, y, \dot{y}) = \frac{d^2}{dt^2}(\eta - \xi\dot{y})+\xi\dddot{y} \label{14.4.5}

Величини\eta^{ttt}\eta^{tttt}, і так далі можна визначити аналогічно, але вони не знадобляться для наведених нижче прикладів. Пролонгація нескінченно маленького генератора - це оператор, який описує перетворенняt,y,\dot{y},\ddot{y}, і так далі аж до\mathfrak{n} ї похідної. Деякі автори [189] використовують термін тангенціальне відображення замість пролонгації.

Процедура пошуку всіх можливих неперервних симетрій рівняння заснована на ідеї, що розв'язки рівняння залишаються незмінними при операції симетрії. Щоб задане перетворення було операцією симетрії, не тільки повинні залишатися незмінними всі рішення, але і всі похідні рішень. Таким чином, для диференціального рівнянняF(t, y, \dot{y}, \ldots) = 0 виду всі симетріїU підкоряються умові симетрії

pr^{(\mathfrak{n})}UF=0. \label{14.4.6}

Вирішено цю умову симетрії, щоб знайти всі дозволені нескінченно малі генератори, які описують неперервні симетрії вихідного рівняння.

Ми можемо використовувати Equation\ ref {14.4.4} і\ ref {14.4.5} для запису умови симетрії через складові нескінченно малих генераторів,\xi і\eta. Потім вирішуємо умову симетрії для\xi і\eta. Цей крок включає в себе деяку алгебру, але це може бути досягнуто з деяким терпінням і достатнім запасом чорнила і паперу.

Ми можемо розв'язати умову симетрії для дозволених нескінченно малих генераторів. При ретельному вирішенні ми знаходимо всі нескінченно малі генератори формиU = \xi \partial_t + \eta \partial_y. Ця процедура дає нам систематичний спосіб знайти всі безперервні симетрії рівняння.

Ця методика застосовується до будь-якого диференціального рівняння. Нам найбільше цікаво застосовувати його до рівнянь руху, які описують процеси перетворення енергії. З цієї методики ми отримуємо інформацію про розв'язки рівняння навіть тоді, коли рівняння руху нелінійне. Крім того, у розділі 14.5 ми бачимо, що ми можемо використовувати симетрії для пошуку інваріантів рівняння, а інваріанти часто мають фізичне значення. Всі симетрії варіаційних задач виду обов'язково\delta \int \mathcal{L}dt = 0 є симетріями рівняння Ейлера-Лагранжа. Однак зворотне не обов'язково вірно, тому не всі симетрії рівняння Ейлера-Лагранжа є симетріями інтегрального рівняння [164, с. 255].

Приклад рівняння Томаса-Фермі

Як приклад ми застосуємо цю процедуру до рівняння Томаса-Фермі

\ddot{y} = y^{3/2}t^{-1/2}. \label{14.4.7}

Це рівняння було виведено в главі 13. З вирішення цього рівняння щільність заряду\rho_{ch}(r) електронів навколо ізольованого атома і напругаy(t), щоV (r) відчувається електронами, можна обчислити в межах, досить суворих, припущень, зазначених у цій главі. Незалежна змінна рівняння - це масштабована версія радіального положення, а не часу. Однак тутt буде використовуватися як незалежна змінна, оскільки процедура застосовується до рівнянь незалежно від назви змінної. Довідник [190] застосовує цю процедуру до сімейства рівнянь, відомих як рівняння Емдена-Фаулера. Рівняння Томаса-Фермі є окремим випадком рівняння Емдена-Фаулера, тому результат цього прикладу можна знайти у довідці [190].

Ми хотіли б визначити неперервні симетрії рівняння\ ref {14.4.7}. Ці симетрії будуть задаватися нескінченно малими генераторами форми

U = \xi \partial_t + \eta \partial_y \label{14.4.8}

де\xi і\eta мають форму\xi(t, y) і\eta(t, y). Розв'язки рівняння задовольняють

(\ddot{y} - y^{3/2}t^{-1/2}) = 0. \label{14.4.9}

Для нескінченно малих генераторів, що описують симетрії цього рівняння, подовження також дорівнює нулю.

pr^{(\mathfrak{n})}U (\ddot{y} - y^{3/2}t^{-1/2}) = 0. \label{14.4.10}

Рівняння\ ref {14.4.10} може бути розв'язано для всіх генераторів,U що відповідають неперервним симетріям рівняння Томаса-Фермі. Рівняння\ ref {14.4.3} і\ ref {14.4.10} можуть бути об'єднані.

\eta^{tt} + \frac{1}{2}\xi y^{3/2}t^{-3/2} - \frac{3}{2}\eta y^{1/2}t^{-1/2} = 0 \nonumber

Далі використовується рівняння\ ref {14.4.5}.

\partial_{t t} \eta+2 \dot{y} \partial_{y t} \eta+\ddot{y} \partial_{y} \eta+\dot{y}^{2} \partial_{y y} \eta-2 \ddot{y} \partial_{t} \xi-\dot{y} \partial_{t t} \xi-2 \dot{y}^{2} \partial_{y t} \xi - \dot{y}^{3} \partial_{y y} \xi-3 \dot{y} \ddot{y} \partial_{y} \xi+\frac{1}{2} \xi y^{3 / 2} t^{-3 / 2}-\frac{3}{2} \eta y^{1 / 2} t^{-1 / 2}=0 \nonumber

Підставляємо вихідне рівняння для\ddot{y}.

\partial_{t t} \eta+2 \dot{y} \partial_{y t} \eta+y^{3 / 2} t^{-1 / 2} \partial_{y} \eta+\dot{y}^{2} \partial_{y y} \eta-2 y^{3 / 2} t^{-1 / 2} \partial_{t} \xi-\dot{y} \partial_{t t} \xi-2 \dot{y}^{2} \partial_{y t} \xi -\dot{y}^{3} \partial_{y y} \xi-3 \dot{y} y^{3 / 2} t^{-1 / 2} \partial_{y} \xi+\frac{1}{2} \xi y^{3 / 2} t^{-3 / 2}-\frac{3}{2} \eta y^{1 / 2} t^{-1 / 2}=0 \label{14.4.13}

Перегрупувати умови.

(\partial_{t t} \eta+y^{3 / 2} t^{-1 / 2} \partial_{y} \eta-2 y^{3 / 2} t^{-1 / 2} \partial_{t} \xi+\frac{1}{2} \xi y^{3 / 2} t^{-3 / 2}-\frac{3}{2} \eta y^{1 / 2} t^{-1 / 2}) +\dot{y}(2 \partial_{y t} \eta-\partial_{t t} \xi-3 y^{3 / 2} t^{-1 / 2} \partial_{y} \xi)+\dot{y}^{2}(\partial_{y y} \eta-2 \partial_{y t} \xi)-\dot{y}^{3}(\partial_{y y} \xi)=0 \label{14.4.14}

Кожен з термінів у дужках у Equation\ ref {14.4.14} повинен бути нулем.

\partial_{t t} \eta+y^{3 / 2} t^{-1 / 2} \partial_{y} \eta-2 y^{3 / 2} t^{-1 / 2} \partial_{t} \xi+\frac{1}{2} \xi y^{3 / 2} t^{-3 / 2}-\frac{3}{2} \eta y^{1 / 2} t^{-1 / 2}=0 \label{14.4.15}

2\partial_{yt}\eta - \partial_{tt}\xi - 3y^{3/2}t^{-1/2}\partial_y\xi = 0 \label{14.4.16}

\partial_{yy}\eta - 2\partial_{yt}\xi = 0 \label{14.4.17}

\partial_{yy}\xi = 0 \label{14.4.18}

Рівняння\ ref {14.4.15},\ ref {14.4.16},\ ref {14.4.17} і\ ref {14.4.18} можуть бути розв'язані для\xi і\eta. З Рівняння\ ref {14.4.18}\partial_{yy}\xi = 0, тому\xi повинен мати форму

\xi = (c_1 + c_2y) b(t). \nonumber

Позначені величиниc_{\mathfrak{n}} - це константи. З Рівняння\ ref {14.4.17},\eta повинен мати вигляд

\eta = (c_3 + c_4y + c_5y^2) g(t). \nonumber

Функціїb(t) і залежатьg(t) тільки відt, ніy. Умова рівняння\ ref {14.4.16} можна переписати.

(2c_4\partial_tg - c_1\partial_{tt}b) + y(4c_5\partial_tg - 2c_2\partial_{tt}b) - 3y^{3/2} t ^{-1/2} c_2b = 0 \label{14.4.21}

Щоб задовольнити рівняння\ ref {14.4.21},c_2 має бути нулем, і абоc_5 = 0 абоg(t) = 0. З рівнянь\ ref {14.4.16} і\ ref {14.4.17},\partial_y\eta і\partial_y\xi повинні бути постійними. Тому форма\xi повинна бути

\xi = c_6 + c_7t. \nonumber

Цю форму можна замінити на Equation\ ref {14.4.15}.

y^{3/2} t^{-1/2} (c_4 + 2c_5y) - 2y^{3/2} t^{-1/2} c_7 + \frac{1}{2} (c_6 + c_7t)y^{3/2} t^{-3/2} - \frac{3}{2} (c_3 + c_4y + c_5y^{2})y^{1/2} t^{-1/2} = 0 \nonumber

y^{3/2} t^{-1/2} (c_4 - 2c_7 + \frac{1}{2}c_7 - \frac{3}{2}c_4) + \frac{1}{2} c_6 y^{3/2} t^{-1/2} - \frac{3}{2} c_3 y^{1/2} t^{-1/2} + y^{5/2}t^{-1/2} (2c_5 - \frac{3}{2}c_5) = 0 \nonumber

Коефіцієнтиc_3c_5, іc_6 повинні дорівнювати нулю. Крім того,c_4 = -3c_7. Ніякі інші рішення тут неможливі. Таким чином, умова симетрії рівняння\ ref {14.4.10} може бути задоволена\xi = t і\eta = -3y.

Ця процедура знаходить одну регулярну неперервну нескінченно малу симетрію рівняння Томаса-Фермі з генератором нескінченно малої симетрії

U = t\partial_t - 3y\partial_y. \nonumber

Жодне інше рішення не може задовольнити обмежень, заданих Equation\ ref {14.4.10}. Тому це рівняння має тільки одну суцільну симетрію.

Кінцеві перетворення пов'язані з нескінченно малими перетвореннями рівнянням 14.3.8. У цьому випадку незалежна змінна перетворюється як

t \rightarrow \tilde t = e^{\varepsilon (t\partial_t - 3y\partial_y)}t. \nonumber

t \rightarrow \tilde{t}=\left[1+\varepsilon\left(t \partial_{t}-3 y \partial_{y}\right)+\frac{1}{2 !} \varepsilon^{2}\left(t \partial_{t}-3 y \partial_{y}\right)^{2}+\ldots\right] t \nonumber

t \rightarrow \tilde{t}=\left[t+\varepsilon t\left(\partial_{t}t\right)+\frac{1}{2 !} \epsilon^{2}t \left(\partial_{t}t\right) \left(\partial_{t}t\right) +\ldots\right] \nonumber

t \rightarrow \tilde t = te^{\varepsilon} \nonumber

Залежна змінна перетворюється як

y \rightarrow \tilde y = e^{\varepsilon (t\partial_t - 3y\partial_y)}y. \nonumber

y \rightarrow \tilde{y}=\left[1+\varepsilon\left(t \partial_{t}-3 y \partial_{y}\right)+\frac{1}{2 !} \varepsilon^{2}\left(t \partial_{t}-3 y \partial_{y}\right)^{2}+\ldots\right] y \nonumber

y \rightarrow \tilde y = ye^{-3\varepsilon} \nonumber

Визначаючи константуc_6 = e^{\varepsilon}, перетворення можна записати як

t \rightarrow c_6t \quad \text{ and } \quad y \rightarrow (c_6)^{-3}y. \nonumber

Аналіз вище показує, що вихідне рівняння Томаса-Фермі Equation\ ref {14.4.7} і перетворене рівняння

\frac{d^2 (yc_6^{-3})}{d (tc_6)^2} = (yc_6^{-3})^{3/2}(tc_6)^{-1/2} \nonumber

мають однакові рішення. З нього можна зробити висновок, що якщоy(t) це рішення рівняння Томаса-Фермі, ми знаємо, щоc_6^{-3} y(\tau) for\tau = c_6t - це також рішення.

Приклад рівняння лінії

Розглянемо ще один приклад цієї процедури, застосованої до рівняння\ddot{y} = 0. Рішення цього рівняння можна знайти шляхом огляду

y{t}=c_0t + c_1 \nonumber

тому що це рівняння прямої. Коефіцієнтиc_{\mathfrak{n}} є константами, і вони відрізняються від попереднього прикладу. У цьому прикладі ми виділимо нескінченно малі генератори для неперервних симетрій цього рівняння і знайдемо вісім нескінченно малих генераторів. Результат цієї проблеми з'являється в роботі [191], і вона є модифікованою версією задачі 2.26 довідки [164, с. 180].

Розв'язки вихідного рівняння повинні збігатися з розв'язками рівняння, перетвореного неперервною симетрією, і ця ідея міститься в умові симетрії Equation\ ref {14.4.6}. У цьому випадку вихідне рівняння є\ddot{y} = 0, тому подовження нескінченно маленького генератора, що діє на це рівняння, також має дорівнювати нулю для нескінченно маленького генератораU, який описує безперервну симетрію.

pr^{(\mathfrak{n})}U (\ddot{y}) = 0 \nonumber

Використовуючи рівняння\ ref {14.4.3},\ ref {14.4.4} та\ ref {14.4.5}, ми можемо записати цю умову симетрії через\xi і\eta.

\eta^{tt} = 0 \nonumber

\eta^{tt} = 0 = \partial_{tt}\eta + 2 \dot{y}\partial_{yt}\eta + \ddot{y}\partial_{y}\eta + \dot{y}^2\partial_{yy}\eta - 2\ddot{y}\partial_{t}\xi - \dot{y}\partial_{tt}\xi - 2\dot{y}^2\partial_{yt}\xi - \dot{y}^3\partial_{yy}\xi - 3\dot{y}\ddot{y}\partial_{y}\xi \nonumber

Використовуйте\ddot{y} = 0 та перегрупуйте терміни.

(\partial_{tt}\eta) + \dot{y}(2\partial_{yt}\eta - \partial_{tt}\xi) + \dot{y}^2 (\partial_{yy}\eta - 2\partial_{yt}\xi) - \dot{y}^3(\partial_{yy}\xi) = 0 \nonumber

Вищенаведене рівняння вірно для всіх,y лише якщо всі величини в дужках дорівнюють нулю.

\partial_{tt}\eta = 0 \label{14.4.40}

2\partial_{yt}\eta - \partial_{tt}\xi = 0 = 0 \label{14.4.41}

\partial_{yy}\eta - 2\partial_{yt}\xi = 0 \label{14.4.42}

\partial_{yy}\xi = 0 \label{14.4.43}

Наступним кроком є розв'язання вищевказаного набору рівнянь для всіх можливих розв'язків\xi і\eta які визначатимуть нескінченно малі генератори всіх можливих неперервних перетворень симетрії.

Ми розглянемо три випадки: випадок 1 с\eta = 0, випадок 2 с\xi = 0, і випадок 3 з обома\xi і\eta ненульовими.

Випадок 1 з\eta = 0: Припустимо\eta = 0. Які рішення можна знайти\xi? Рівняння\ ref {14.4.40} до рівняння\ ref {14.4.43} можна зменшити.

\partial_{tt}\xi = 0 \nonumber

\partial_{yy}\xi = 0 \nonumber

\partial_{yt}\xi = 0 \nonumber

Є три можливих незалежних рішення для\xi. Вони є\xi = 1\xi = t, і\xi = y. Отже, ми знайшли три нескінченно малих генератора.

U_1 = \partial_t \nonumber

U_2 = t\partial_t \nonumber

U_3 = y\partial_t \nonumber

Випадок 2 з\xi = 0: Припустимо\xi = 0. Які рішення можна знайти\eta? Рівняння\ ref {14.4.40} до рівняння\ ref {14.4.43} спростити.

\partial_{tt}\eta = 0 \nonumber

\partial_{yt}\eta = 0 \nonumber

\partial_{yy}\eta = 0 \nonumber

Є три можливих незалежних рішення для\eta. Вони є\eta = 1\eta = y, і\eta = t. Отже, ми знайшли ще три нескінченно малих генератора.

U_4 = \partial_y \nonumber

U_5 = y\partial_y \nonumber

U_6 = t\partial_y \nonumber

Випадок 3, де обидва\xi і\eta не нульові: З рівняння\ ref {14.4.40}, ми можемо записати

\eta = (c_1 + c_2t) b(y). \nonumber

Тутb є функція тількиy, ніt. Тому

\partial_{yt}\eta = c_2\partial_y b(y) \nonumber

яка не є функцієюt. З рівняння\ ref {14.4.43} ми можемо записати

\xi = (c_3 + c_4y) g(t). \nonumber

Тутg є функція тількиt, ніy. Тому

\partial_{yt}\xi = c_4\partial_t g(t) \nonumber

яка не є функцієюy. Тепер використовуйте Рівняння\ ref {14.4.41}.

2c_2\partial_y b(y) - (c_3 + c_4y) \partial_{tt}g = 0 \nonumber

Перший термін не є функцієюt. Тому\xi є максимально квадратичним вt. Отже,\xi має вигляд

\xi = (c_3 + c_4y) (c_5 + c_6t + c_7t^2). \nonumber

Розподіліть множення.

\xi = c_3c_5 + c_3c_6t + c_3c_7t^2 + c_4c_5y + c_4c_6yt + c_4c_7yt^2 \nonumber

\partial_{yt}\xi = c_4c_6 + 2c_4c_7t \label{14.4.63}

Далі скористайтеся рівнянням\ ref {14.4.42}.

\partial_{yy}\eta = 2c_4\partial_t g = 0 \nonumber

Другий термін не є функцієюy. Тому\eta є максимально квадратичним вy. Отже,\eta має вигляд

\eta = (c_1 + c_2t) (c_8 + c_9y + c_{10}y^2). \nonumber

Розподіліть множення.

\eta = c_1c_8 + c_1c_9y + c_1c_{10}y^2 + c_2c_8t + c_2c_9yt + c_2c_{10}ty^2 \nonumber

\partial_{yt}\eta = c_2c_9 + 2c_2c_{10}y \label{14.4.67}

Тепер використовуйте рівняння\ ref {14.4.41} і\ ref {14.4.67}.

2 (c_2c_9 + 2c_2c_{10}y) - 2 (2c_3c_7 + 2yc_4c_7) = 0 \nonumber

(2c_2c_9 - 4c_3c_7) + y (4c_2c_{10} - 4c_4c_7) = 0 \nonumber

Ми в кінцевому підсумку з парою рівнянь

c_2c_9 = 2c_3c_7 \label{14.4.70}

c_2c_{10} = 2c_4c_7 \label{14.4.71}

Далі використовуйте Рівняння\ ref {14.4.42} і\ ref {14.4.63}.

(2c_1c_{10} + 2tc_2c_{10}) - 2 (c_4c_6 + 2c_4c_7t) = 0 \nonumber

(2c_1c_{10} - 2c_4c_6) + t(2c_2c_{10} - 4c_4c_7) = 0 \nonumber

і ми в кінцевому підсумку з парою рівнянь.

c_1c_{10} = c_4c_6 \label{14.4.74}

c_2c_{10} = 2c_4c_7 \label{14.4.75}

Це єдино можливі рішення рівнянь\ ref {14.4.71} і\ ref {14.4.75}.

Нарешті, є два можливі рішення, які не залежать від раніше знайдених рішень. Ми можемо встановити коефіцієнти рівняння\ ref {14.4.74} на 1. Перше рішення є\eta = y^2 і\xi = yt відповідає

U_7 = yt\partial_t + y^2\partial_y. \nonumber

Для другого розв'язку ми можемо встановити коефіцієнти рівняння\ ref {14.4.70} на 1. Друге рішення є\eta = yt і\xi = t^2 відповідає

U_8 = t^2 \partial_t + yt\partial_y. \nonumber

На даний момент ми знайшли вісім нескінченно малих генераторів. Це всі можливі генератори неперервних правильних негеометричних симетрій.