Задача о колебании струны

Ряды Фурье находят многочисленные применения. Здесь мы покажем, как они используются при решении задачи о колебании струны. Струной называется гибкая нить, не оказывающая сопротивления изгибу.

Рассмотрим струну, которая в начальный момент совмещена с отрезком оси Ох. Мы будем считать, что концы струны и закреплены на оси Ох. Пусть струна растягивается силами и , приложенными к её концам в направлении вдоль оси Ох. Если струну вывести из состояния равновесия и затем предоставить себе самой, то под влиянием растягивающих сил точки струны придут в движение, стремясь вернуться в исходное положение. Однако, придя в это положение, каждая точка струны будет обладать уже некоторой скоростью и по инерции пройдёт дальше своего равновесного положения. При этом дальнейшем движении точек они будут тормозиться растягивающими силами и т.д. Таким образом, струна будет совершать некоторое колебательное движение. Задача состоит в исследовании этого движения.

Сделаем ряд предположений. Прежде всего, мы считаем, что, выводя струну из состояния равновесия, мы придаём ей форму некоторой линии , лежащей на плоскости хОу и не сообщаем точкам струны никаких начальных скоростей. Тогда во всё время движения струна будет находиться в плоскости хОу. Мы будем предполагать, что каждая точка струны совершает только поперечные колебания, перпендикулярные оси Ох. Это колебание мы предположим столь малым, что квадратами отклонений точек струны от оси Ох можно пренебречь. Кроме того, будем считать, что во всё время движения струна будет сохранять пологую форму. Это означает, что угол образуемый касательной к струне с осью Ох, достаточно мал, чтобы можно было считать

(1)

Наконец, мы считаем струну однородной, причём массу единицы длины струны в её нерастянутом состоянии обозначим .

Возьмём какую - либо точку струны, имеющую в начальный момент абсциссу . Так как эта точка будет двигаться перпендикулярно оси Ох, то во время движения её абсцисса не будет меняться. Однако же её будет зависеть от времени, а также от того, о какой точке идёт речь, т.е. от абсциссы этой точки. Таким образом, эта ордината является функцией от и от времени . Эту функцию мы будем обозначать через . Итак, дело сводится к нахождению функции . Ясно, что эта неизвестная функция должна удовлетворять граничным условиям

, (2)

выражающим то, что концы струны в любой момент времени находятся на оси Ох, и удовлетворяют начальным условиям

, (3)

первое из которых выражает то, что в начальный момент струне придана заданная форма , а второе означает, что точки струны не имеют начальных скоростей.

Выведем теперь дифференциальное уравнение, которому должна удовлетворять неизвестная функция . Для этого выделим из струны элементарный отрезок, который в начальный момент совпадает с отрезком оси Ох. В момент этот отрезок представляет собой элементарную дугу линии . Длина этой дуги равна

Пренебрегая членом , (это основано в предпо- ложении пологой формы струныж однако, и значит, а мы считаем, что ) получим

Масса выделенного элемента равна . К этому эле -менту будут приложены растягивающие его силы. Пусть натя- жение струны в точке будет равно .

0

х

Рис. 13

Тогда к концам нашего элемента будут приложены силы и . Они направлены по касательным, проведённым к струне в точках и . Обозначим через угол между осью Ох и касательной к струне в точке . В точке этот угол пусть будет равен (Рис. 13).

Обозначим равнодействующую сил, приложенных к концам элемента, через . Тогда векторное уравнение движения эле- мента имеет вид

(4)

Проектируя это уравнение на ось Ох, находим

(5)

(Предостерегаем от недоразумений: символ означает проекцию силы на ось Ох, а - численное значение натяжения в точке ).

Поскольку точки струны движутся перпендикулярно оси Ох, то Стало быть и Но

В силу (1), будет и потому Сопоставляя это с равенством нахо -дим, что Это значит, что величина натяжения струны не меняется вдоль струны. Поскольку же на концах струны это натяжение равно , то и во всех точках струны оно равно , и, вместо и , можно писать . Спроектируем теперь уравнение (4) на ось Оу

. (6)

Так как а (см. (1))

,

то (6) даёт

.

( означает приращение угла , когда в закреплённый мо- мент времени абсцисса получает приращение . Поэтому отношение есть, строго говоря, частная произ- водная ). Или

(7)

Вспомним теперь, что . Отсюда

.

Как и выше, членом можно пренебречь, откуда

.

Положив для краткости , приводим уравнение (7) к виду

. (8)

Это знаменитое уравнение колебания струны. Мы видим, что это дифференциальное уравнение с частными произ -водными. Такие уравнения до сих пор мы ещё не изучали.

Таким образом, наша механическая задача свелась к чисто математической: найти такое решение уравнения (8), которое удовлетворяет условиям (2) и (3).

Существуют разные способы решить задачу, к которой мы пришли.

Один из способов был предложен в 18 веке Д. Бернулли. Позже, уже в 19 веке, этот способ систематически применялся Фурье для решения целого ряда термодинамических задач, почему он и получил название метода Фурье. Этот способ мы и изложим. Он заключается в том, что сначала решается следующая задача.

Вспомогательная задача: Найти функцию , удовлетворяющую требованиям:

1) тождественно, (9)

2) (10)

3) (11)

4) (12)

Отличие вспомогательной задачи от той, которую нам на самом деле нужно решить, состоит в том, что от искомой функции мы уже не требуем, чтобы она удо- влетворяла начальным условиям (3), но зато требуем, чтобы она имела специальный вид , т.е. представлялась в виде произведения функции от одного только на функцию одного только . Кроме того, мы налагаем на функцию естественное условие, а именно она не должна быть тождественным нулём.

Оказывается, что изменённая таким образом задача, решается довольно легко и что она имеет бесконечное множество решений, из которых удаётся составить и решение нашей основной задачи.

Займёмся же поставленной вспомогательной задачей.

Из (9) вытекает существование такой точки , что . Тогда т.е. Подста -вим значение в граничные условия (11):

Отсюда видно, что искомая функция должна удовле- творять условиям:

(13)

Подставляя (12) в (10) получим

т.е.

. (14)

Но (внимание!) правая часть равенства (14) не зависит от . Значит и левая часть (14) от не должна зависеть. С другой стороны, эта левая часть может быть функцией только одного , так как . Значит, левая (а с ней и пра- вая) часть равенства должна быть постоянной величиной. Обозначим эту (неизвестную нам) постоянную через .

Допустим сначала, что . Тогда из (14) следует,

.

Отсюда и , т.е., должна быть линейной функцией. Подставляя найденное значение в условие (13), получим Но тогда , т.е. , а с ним и , что проти- воречит (9). Таким образом, не существует решения вспомо -гательной задачи, у которой было бы .

Допустим теперь, что , т.е. что где мож -но считать положительным. Тогда

, т.е. .

Общее решение этого линейного уравнения имеет вид

Подставляя найденное значение в (13), получим

Решая эту систему, находим . Это снова приводит к соотношению , противоречащему условию (9). Итак, неравенство тоже оказывается невозможным. Стало быть, вспомогательную задачу можно рассматривать, только предполагая, что неизвестное , т.е., что где . Таким образом,

или

Решение этого уравнения есть

Первое из граничных условий (13) даёт . Значит (заменяя , на ),

Если бы было , то мы не пришли бы к решению нашей вспомогательной задачи, ибо получилось бы проти- воречие с (9). Стало быть . Но тогда второе из условий (13) даёт . Это возможно лишь при

.

Значит для возможны лишь значения

что приводит к следующим выражениям для :

,

причём при каждом может принять любое (отличное от 0) значение.

Выберем какое-либо из возможных значений и подста -вим в (14):

Отсюда

т.е.

где и - произвольные постоянные. Обозначая Это через и полагая получаем бесконечное множество решений вспомогательной задачи

. (15)

Здесь а и - произвольные постоянные.

Любая функция (15) удовлетворяет уравнению (10) и граничным условиям (11), причём это верно уже и без ограничений

Заметим теперь, что и уравнение (10) и условия (11) линейны и однородны, т.е. таковы, что сумма функций, удовлетворяющих им, также будет удовлетворять и уравнению и граничным условиям. Поэтому функция

(16)

при условии сходимости выписанного ряда, также будет удо-влетворять уравнению (10) и граничным условиям (11). Отме- тим, что и остаются при этом произвольными посто- янными (при условии, что не нарушается сходимость получен- ного ряда). Чтобы функция (16) была решением интересующей нас (уже не вспомогательной, а основной) задачи, нужно подо- брать и так, чтобы выполнялись начальные условия (3).

Первое условие (3) даёт

(17)

Дифференцируя (16), получим

.

Полагая и учитывая второе из условий (3), получим

(18)

Чтобы удовлетворить соотношение (18) нужно принять, () Соотношение же (17) показывает, что коэффициенты должны быть коэффициентами разложения функции , заданной на по функциям , т.е

(19)

Сдедовательно, искомое решение имеет вид

где определяется из (19).

ПРИМЕР. Пусть . Найти .

Решение. Найдём сначала разложение (17). Это гораздо проще сделать без использования формул (19), непосредст- венно. Действительно,

Значит, ,

откуда .

2 Распространение тепла в стержне.

В качестве другого применения рядов Фурье рассмотрим задачу о распространении тепла в стержне. Пусть стержень длины весь, кроме своих концов, помещён в теплоизо -лирующую оболочку и нагрет до некоторой температуры, различной в различных его точках. Если этот стержень пре- доставить самому себе, то заключённое в нём тепло будет перетекать от более нагретых точек к менее нагретым, и температура стержня с течением времени станет вырав- ниваться, причём на этот процесс будет влиять также и режим, который поддерживается на концах стержня. Задача состоит в том, чтобы, зная упомянутый режим, и распреде- ление температур вдоль стержня в начальный момент , найти это распределение в последующие моменты . Для этого естественно надо задать и термические характеристики стержня:: его теплоёмкость и коэффициент теплопровод- ности . Напомним, что - это количество калорий, которое нужно подать, чтобы единицу массы стержня (мы считаем его однородным с линейной плотностью нагреть на . Коэф- фициент представляет собой количество тепла (в калори -ях), которое будет протекать за единицу времени через сечение стержня, если температура стержня падает на при перемещении вдоль стержня на единицу длины. Мы будем обозначать температуру стержня в точке (один из концов стержня (назовём его «левым») фиксируется и точкой называется точка, отстоящая от этого конца на расстояние ) в момент времени через . Это и есть та вели- чина, которую нужно найти. Температуру же стержня в начальный момент мы считаем известной и обозначаем через

. (20)

Что касается температурного режима на концах стержня, этот режим может быть весьма разнообразен. Можно, напри -мер, на концах отрезка поддерживать температуру, изменяю- щуюся по заданным законам , и т.п.), то мы рассмотрим два случая:

А) концы погружены в тающий лёд, т.е. в них поддержи- вается постоянная температура

(21)

В) концы погружены в ту же теплоизолирующую оболочку, что и весь стержень. Это означает, что через концы не про -исходит протекание тепла. Математическое выражение этой за- кономерности мы найдём несколько позже.

Рассмотрим сечение нашего стержня и найдём какое ко- личество тепла протечёт (слева направо) через это сече- ние за элементарный промежуток времени . В мо -мент температура стержня в точке будет равна .

Возьмём отличную от точку стержня. Пусть, для определённости, , т.е. новая точка лежит правее ста -рой. В ней температура стержня в момент будет равна . Таким образом, падение температуры при пере- мещении из в оказывается равным

.

Следлвательно, на единицу длины стержня (на участке ) приходится падение температуры, равное

Если весьма мало, то найденную величину можно при -нять за Такое падение температуры застави- ло бы за единицу времени перейти сечение количество тепла, равное калорий. За время же через наше сечение перейдёт (слева направо)

(22)

калорий.. (Если то температура падает при перемещении слева направо. В этом случае тепло поте -чёт через сечение также слева направо, т.е. окажется . Это вполне согласуется с тем, что в нашем случае Если же то тепло потечёт справа налево, т.е. будет Но тогда и форму- ла (22) снова будет справедливой.)

Если концы стержня теплоизолированы, то количество тепла, протекающее через них, равно 0, и потому

(23)

Это и есть то выражение режима , о котором мы упомя -нули выше.

Выделим из нашего стержня элементарный отрезок За время через сечение в наш отре- зок войдёт (из расположенной левее части стержня)

калорий. За это же время из нашего отрезка через его конец уйдёт направо

калорий. Стало быть, в рассматриваемом отрезке за время накопится количество тепла, равное

калорий. Поскольку малое приращение функции можно заме -ить её дифференциалом, то

Подача такого количества тепла должна повысить темпе -ратуру единицы массы стержня на

градусов. Поскольку же масса отрезка равна то соответствующее повышение температуры будет

. (24)

С другой стороны, это повышение температуры в точке за время равно

(25)

Приравнивая друг к другу выражения (23) и (24), и, полагая для краткости, получим уравнение теплопровод- ности

. (26)

Таким образом, мы приходим к двум математическим задачам:

А) Найти то решение уравнения (26), которое удовлетво -ряет начальному условию (20) и граничным условиям (21).

В) То же с заменой условий (21) на (23).

Применим к задаче А) метод Фурье. Для этого сначала ре- шим вспомогательную задачу: найти функцию не рав- ную нулю тождественно, удовлетворяющую уравнению (26) и граничным условиям (21) и имеющую специальный вид

(27)

Как и при решении уравнения колебания струны, легко по- казать, что из (21) следует

. (28)

Подставляя (26) в (27), получим

,

т.е.

. (29)

Соотношение (29) возможно лишь тогда, когда обе его части представляют одну и ту же постоянную. Обозначим её через . На основании (28), допущения невоз-

можны. Следовательно, . Полагая и, букваль -но повторяя рассуждения из 1, по формуле (29) получаем, что

Более того, как и в 1, устанавливаем, что может иметь только одно из значений . Следова -тельно, может иметь любое из выражений

где - произвольные постоянные. Выбирая какое – либо из возможных значений и приравнивая правую часть равенс- тва (29) величине , находим

,

т.е.

откуда,

,

где - произвольная постоянная. Полагая , находим бесконечное множество решений вспомогательной за -дачи

. (30)

Каждая из этих функций при любых удовлетворяет уравнению (26) и граничным условиям (21). Ввиду линейности уравнения и граничных условий, сумма

(31)

при любом выборе , сохраняющем сходимость написанного ряда, также будет решением (26), удовлетворяющим (21). По- стараемся же подобрать так, чтобы удовлетворить и на -чальному условию Ясно, что это приводит к равенству

откуда

(32)

Итак задача А) решена. Её решение даётся формулой (31), в которой нужно вычислять по (32).

Полезно заметить, что из (31) следует, что

Физический смысл этого соотношения ясен: всё тепло из стержня вытечет и в нём установится температура льда, в который погружены его концы.

Перейдём к задаче В). Для неё вспомогательная задача состоит в нахождении функции не равной нулю тождественно, удовлетворяющей уравнению (26) и усло- виям (23) Последние дают:

(33)

Подстановка в (26) снова приводит к уравнению

, (34)

где . Случай исключается, как и выше. Но соотношение уже возможно. Оно даёт: откуда

Согласно (33), будет и потому , где - произвольная постоянная. Кроме того, при уравнение (34) даёт , т.е. и , где - постоянная. Следовательно, одним из решений вспомога -тельной задачи будет

.

При любом выборе (хотя бы и = 0) эта функция удо -влетворяет соотношениям (26) и (23).

Предположим теперь, что . Это даёт уравнение

решение которого имеет вид:

Но тогда

и первое из соотношений (33) даёт так что (после замены на ) принимает вид

Отсюда и из второго условия (69) получим

.

Значит,

(35)

Таким образом, найдено бесконечное множество выражений функции :

Подставив в (34) одно из значений (35), получим

Отсюда

Положив , находим бесконечное множество функций

,

удовлетворяющих (26) и (23). Но тогда и

(36)

будет решением (26), удовлетворяющим (23). Остаётся подо -брать так, чтобы оказалось , т.е.

Для этого необходимо взять

(37)

Замечание. Из (36) видим, что

Этим выражен физически очевидный факт, что с течением времени температура в изолированном стержне вырав- нивается. Более того, ясно и значение этой выровненной температуры. Именно, найдём общее количество тепла, содержащегося в нашем стержне. Для этого выделим из него элемент . В начальный момент температура этого элемента равна . Поскольку масса элемента равна , то для получения указанной температуры нужно было накопить в элементе калорий.

Стало быть, общее количество тепла в стержне будет равно

Поскольку стержень изолирован, то это же количество тепла сохранится в нём и при На единицу массы стержня придётся

калорий. Это количество тепла и создаёт в стержне температуру

найденную выше.

§ 7 ПРЕОБРАЗОВАНИЕ ФУРЬЕ.

Одним из мощных средств исследования задач математической физики является метод интегральных преобразований.

Пусть функция задана на интервале , конечном или бесконечном. Интегральным преобразованием функции называется функция

,

где фиксированная для данного преобразования функция, называемая ядром преобразования (предполагается, что интеграл (*) существует в собственном или несобственном смысле).