[ Буслов, Яковлев ] Часть 2 - Численные методы

3.2.4 Методы Адамса

Явная схема Адамса

Рассмотренные выше схемы являются явными одношаговыми (для нахождения последующего приближения используется лишь одно предыдущее). Приводимые ниже методы являются многошаговыми. Они могут быть как явными, так и неявными.

Пусть задана задача Коши	(u0 = f(x; u);
	u(a) = u0:

Для точного решения u(x) (которое нам неизвестно) выполнено

xZn+1

u(xn+1) = u(xn) +

f(x; u(x))dx :

(6)

xn

Предположим, нам известны приближенные значения yi функции u(x) â k точках xn¡k+1, xn¡k+2, : : : ; xn (стартовые k точек, в частности, можно найти методом Эйлера или методами Рунге-Кутта того или иного

порядка), тогда функцию f(x; u(x)) в (6) для приближенного вычисления интеграла можно заменить на интерполяционный полином Pn;k(x) порядка k ¡ 1, построенный по k точкам fxi; f(xi; yi)gnn¡k+1, интеграл от которого считается явно и представляет собой линейную комбинацию значений fi = f(xi; yi) с некоторыми множителями ¸i. Таким образом, мы получаем следующую рекуррентную процедуру вычисления приближенных значений yi функции u(x) (являющейся точным решением задачи Коши) в точках xi

	xn+1	k
	xn
		X
yn+1 = yn +	Z	Pn;k(x)dx = yn + i=1 ¸if(xn+1¡i; yn+1¡i) :	(7)

Описанная схема называется k-шаговой явной формулой Адамса.

Неявная схема Адамса. Метод прогноз-коррекции

Пусть Pn+1;k+1(x) интерполяционный полином порядка k, построенный по k + 1 значению fn¡k+1, : : :, fn, fn+1, одно из которых, именно fn+1, мы будем считать неизвестным. Модифицируем (7), заменив в нем Pn;k на полином более высокой степени Pn+1;k+1, интеграл от которого выражается в виде линейной комбинации значений fi с некоторыми новыми коэффициентами ¯i :

	xn+1	k
	xn
		X
yn+1 = yn +	Z	Pn+1;k+1dx = yn + i=1 ¯ifn+1¡i + ¯0f(xn+1; yn+1) :	(8)

Формула (8) представляет собой неявную схему Адамса и является уравнением на yn+1, которое можно решать скажем методом последовательных приближений. Естественно, что начальное приближение yn0+1,

должно быть разумно выбрано. Для этого удобно объединить явную и неявную схемы Адамса в одну, называемую методом "прогноз-коррекции". Именно, с помощью явной схемы определяется начальное при- ближение yn0+1 (прогноз), а затем по неявной схеме оно необходимое число раз (обычно один или два)

корректируется методом последовательных приближений до достижения заданной точности (коррекция):

iP k

прогноз:

y0

= y

+

k

n+1

n

i

n+1¡i

=1

ym+1 = y

iP

коррекция:

n

+

¯

f

n+1¡i

+ ¯ f(x

n+1

; ym

):

n+1

=1

i

0

n+1

31

Пример. Пусть k равно 1 и h = xn+1 ¡ xn. В этом случае "прогноз" представляет собой интегрирование

по формуле левых прямоугольников, совпадающее в данном случае с методом Эйлера, а "коррекция" интегрирование по формуле трапеций:

прогноз: yn0+1 = yn + hfn;

коррекция: yn+1 = yn + h2 (fn + fn+1) :

Последнюю формулу необходимо понимать как уравнение для определения yn+1 (и, соответственно, урав- нение на fn+1 = f(xn+1; yn+1)), которое решается методом последовательных приближений.

3.3	Краевая задача
3.3.1	Метод стрельбы
Рассмотрим краевую задачу для уравнения второго порядка
		8	y00(x) = f(x; y; y ) ; x	2	[a; b] ;				(9)
			®1y(a) + ¯1y0(a)0= °1 ;
		>
Перейдем от этой задачи к системе		>			u(x) = y(x)	è	v(x) = y0	(x)	. Тогда
		:
		<®2y(b) + ¯2y0(b) = °2 :

уравнений первого порядка. Пусть

уравнение (9) переходит в

а краевые условия принимают вид

(u0 = v;

(10)

v0 = f(x; u; v);

(®1u(a) + ¯1v(a) = °1;

(100)

®2u(b) + ¯2v(b) = °2:

Таким образом, исходная краевая задача свелась к задаче 1-го порядка для системы двух уравнений. Метод стрельбы это переход к решению некоторой задачи Коши для системы (10). Выберем произ-

вольно u(a) = » . Теперь определим v(a) из первого из условий (100):

v(a) = ¯1¡1(°1 ¡ ®1») ´ ´(») :

Далее, рассмотрим систему (10) с начальными(условиями

u(a) = » v(a) = ´(») :

Такая задача является задачей Коши. Решим ее некоторым способом (например, методом Рунге-Кутта 4-го порядка). Решение (u»; v») наверняка не будет удовлетворять второму краевому условию. Обозначим через

» возникающую невязку:

®2u(b)» + ¯2v(b)» ¡ °2 = Δ(») :

Задача состоит в отыскании такого »¤, при котором невязка обращается в ноль: Δ(»¤) = 0 , что соответствует удовлетворению второго краевого условия. Варьируем (стрельба) пристрелочный параметр » äî òåõ

пор, пока не образуется вилка

»i : Δ(»i)Δ(»i+1) < 0 ;

тогда можно утверждать, что »¤ 2 [»i; »i+1]. После того, как промежуток на котором находится корень функции Δ(») найден, делим отрезок [»i; »i+1] пополам и выбираем ту его часть, на концах которой имеет разные знаки, и так далее, до достижения требуемой точности.

32

Замечание. при каждом выбранном »i необходимо решать задачу Коши дифференциального уравнения (10) с начальными данными

u(a) = »i ; v(a) = ´(»i) :

3.3.2 Метод сеток (разностный метод)

Рассмотрим разностный метод на примере следующего дифференциального уравнения второго порядка:

¡u00 + q(x)u = f(x) [a; b];
(u(a) = A ; u(b) = B :	(11)

Разобьем промежуток на N частей: a = x0 < x1 < : : : < xN = b . Пусть шаг сетки постоянный: xi¡xi¡1 = h . Аппроксимируем вторую производную u00(xi) разностной:

u00(x ) =	u(xi+1) ¡ 2u(xi) + u(xi¡1)		¡	u(4)	(xi)h2	+ O(h4) ;
i	h2				12

выражение для которой легко получить из ряда Тейлора

u(xi § h) = u(xi) § u0		u00	(xi)h2		u000(xi)h3		u(4)	(xi)h4
	(xi)h +			§		+			+ : : : ;
			2		6			24

Введем обозначения: u(xi) = ui, qi = q(xi), fi = f(xi). Заменим в (11) вторую производную разностной, тогда для приближенного решения yi в точках xi получаем трехдиагональную систему

¡yi¡1 + (2 + h2qi)yi ¡ yi+1 = fih2 ; i = 1; 2; : : : ; N ¡ 1 :

(12)

Для ее разрешимости достаточным условием (но вовсе не необходимым) является диагональное преобладание. В нашем случае это сводится к требованию j2 + h2qij > 2 ; которое выполняется если q(x) > 0 .

3.3.3 Сходимость сеточных методов

Пусть u(x) точное решение уравнения (11), а yi численное решение задачи (12). Справедлива Теорема. Пусть q(x), f(x) 2 C[2a;b] è q(x) > 0 ; 8 x 2 [a; b], тогда

ju(xi) ¡ yij = O(h2) :

Доказательство. Поскольку q(x); f(x) 2 C[2a;b]

то из уравнения (11) следует, что u(x) 2 C4[a; b], и тогда

используя ряд Тейлора можно записать

u00(x ) =

ui¡1 ¡ 2ui + ui+1

¡

1

h2u(4)(» ) ; »

i 2

(x

; x

) :

12

i

h2

i

i¡1

i

Значения ui точного решения удовлетворяет уравнениям

¡

ui¡1 ¡ 2ui + ui+1

+ qu

= f

1

h2u(4)(» ) ;

h2

i

i ¡

12

i

ãäå »i некоторые точки на [a; b]. Для погрешности

vi = yi ¡ ui

возникает система уравнений

¡

vi¡1 ¡ 2vi + vi+1

+ q v

=

1

h2u(4)

(» ) ;

v

= 0 ; v

= 0 :

(13)

12

h2

i

i

i

0

N

33

Пусть xk точка, где модуль погрешности максимален, то есть

jvkj ¸ jvij ; i = 1; 2; : : : ; N ¡ 1 :

Этой точкой не может являться x0 è xN , поскольку v0 = vN = 0 . Сравним модули левой и правой части системы (13) при индексе равном k

jvk(2 + qkh2)j · jvk¡1j + jvk+1j + 121 h4ju(4)(»k)j ;

	èëè	1
	jvkj(2 + qkh2) · 2jvkj +		h4ju(4)(»k)j ;
		12

откуда

òî åñòü

что и требовалось доказать.

j

v

1

h2

ju(4)(»k)j

;

kj · 12

jqkj

max

v

ij ·

h2

max

ju(4)(»i)j

;

12

i

j

i

jqij

3.3.4 Метод Нумеpова

Точность сеточного метода (12) можно повысить до четвертого порядка несколько модифицировав его методом Нумерова, справедливым для более широкого класса уравнений. Именно, для уравнений вида

u00 = f(x; u) :

(14)

Подставим в (14) вместо второй производной разностную:

	0 = u00(x)	¡	f(x; u) =	u(x + h) ¡ 2u(x) + u(x ¡ h)	¡	f(x)	¡	h2u(4)(x)		+ O(h4) :	(15)
				h2					12

Непосредственно из уравнения (14) следует, что u(4) = f00(x; u). Заменим в (15) четвертую производную от неизвестной функции в точке xi на вторую от f(x; u), которую в свою очередь заменим разностной

f(x; u)i00 =	f(xi+1; ui+1) + f(xi¡1; ui¡1) ¡ 2f(xi; ui)	+ O(h2) :
	h2

Тот факт, что точность такой формулы действительно имеет второй порядок, необходимо еще проверять. Здесь мы не будем останавливаться на этом (подробнее см. [2]). Имеем

ui00 ¡ f(xi; ui) =

¡

2u

¡ f(xi; ui) ¡ 12

·

f(x

h2

)

¡

2f(x ; u )

+ O(h )¸ ;

=

h2

u

+ u

h2

; u

i+1

) + f(x

; u

i¡1

2

i+i

i¡1

i

i+1

i¡1

i i

то есть численная схема приобретает вид

yi+i + yi¡1 ¡ 2yi = 1 [f(xi+1; yi+1) + f(xi¡1; yi¡1) + 10f(xi; yi)] : h2 12

В частности, для уравнения (11)

q

i+1

h2

2

5

q

i¡1

h2

ui+1(1 ¡

) ¡ ui(2 + h

qi

) + ui¡1

(1 ¡

) =

12

6

12

= ¡

h2

(fi+1 + fi¡1 + 10fi) + O(h6) :

12

Отбрасывая остаточный член и добавляя граничные условия в точках x0 è xN , получаем сеточный метод с погрешностью 0(h4) (напомним, что в обычном методе сеток было:

ui+1 ¡ ui(2 + h2qi) + ui¡1 = ¡fih2 + O(h4) .)

34

3.4 Задача Штурма-Лиувилля

Задачу на собственные значения рассмотрим на примере следующего дифференциального уравнения 2-го

порядка:	¡u00 + q(x)u = ¸u;
	(u(a) = 0 ; u(b) = 0:	(16)

Вопрос. Почему граничные условия однородные (нулевые)?

В задаче появилась новая степень свободы ¸. Важные свойства задачи (16) таковы, что решение диф-

ференциального уравнения существует и удовлетворяет граничным условиям лишь пpи некоторых значе- ниях ¸ , называемых собственными значениями. Соответствующие этим ¸ решения u¸(x) называются собственными функциями. Спектр собственных значений может быть дискретным (в рассматриваемом случае спектр дискретен, если и a è b конечны), непрерывным, также ¸ может одновременно принадлежать дис-

кретному и непрерывному спектру. В задаче (16) требуется определить как возможные значения ¸, òàê è

собственные функции u¸(x).

Существует 2 основных метода решения задачи (16).

3.4.1 Метод стрельбы

В силу однородности задачи (16), если u(x) является решением, то u1(x) = const u(x) тоже решение,

поэтому можно задать произвольно значение u0(x) в точке a (обычно выбирают u0(a) = 1), а затем пеpейти
к стрельбе, то есть рассмотреть задачу Коши:
8 ¡u00 + q(x)u = ¸u
>
>
<
> u(a) = 0
>
>
и находить ее решение u(x; ¸) и подобрать:¸ так, чтобы
> u0(a) = 1
u(b; ¸) = 0 :	(17)

При этом мы одновременно находим и собственное значение ¸ и соответствующую собственную функцию

u(x; ¸). Решается уравнение (17) любым из методов нахождения корня алгебраического уравнения. Напри-

мер, варьируя пристрелочный параметр, можно добиться вилки u(b; ¸i)u(b; ¸i+1) < 0 и затем использовать

метод деления пополам.

Метод стрельбы удобно применять в ситуации, когда априори из физической постановки задачи известны естественные пристрелочные параметры.

3.4.2 Метод сеток

Разобьем промежуток на N частей введя сетку a = x0 < x1 < : : : < xN = b , и также, как в случае краевых задач, заменим в (16) производные разностными. При этом задача принимает вид

>	¡ (2 + h2qi)yi + yi+1	= ¸h2yi ;
8 yi¡1
>
>
<

> y0 = 0 ;

>

>

: yN = 0 :

35

Таким образом, исходная задача свелась к задаче на собственные значения для трехдиагональной матрицы A размера (N ¡ 1) £ (N ¡ 1) :

	Ay = ¸y ;
A :	aii = 2 + h2qi	i = 1; 2; : : : ; N ¡ 1 :

ai¡1 i = ai i+1 = ¡1

Собственные числа матрицы A являются приближениями к первым собственным значениям исходной задачи.

3.5 Разностный оператор второй производной

3.5.1 Оператор второй производной

Произведем сначала спектральный анализ собственно оператора второй производной на отрезке			[a; b] ñ
нулевыми граничными условиями, т.е. определим его собственные функции и собственные числа.			(18)
(Φ(a) = Φ(b) = 0:
¡	d2	Φ = ¸Φ;
	dx2

p p p

Очевидно, что функции Φ¸(x) = e§i ¸x, или их комбинации sin ¸x, cos ¸x удовлетворяют уравнению.

p

Пусть a = 0 для упрощения записи. Поскольку Φ(0) = 0, то нас устраивает только функции вида sin ¸x .

p

Из второго граничного условия Φ(b) = 0 следует, что ¸b = ¼n , таким образом, спектр задачи дискретный

	и бесконечный. Собственные функции Φn и собственные числа ¸n						имеют вид
	Φn(x) = sin	¼n	x ; ¸n =	n2¼2		:	(19)
		b		b2

3.5.2 Разностный оператор

Рассмотрим теперь соответствующую разностную задачу. Разобьем промежуток на (N + 1) часть c равномерным шагом h : a = x0 < x1 < : : : < xN+1 = b . Задача на спектр разностного оператора принимает

âèä

Fi¡1

¡2Fi+Fi+1

˜

¡

= ¸Fi ; i = 1; 2; : : : ; N;

h2

(F0 = FN+1 = 0;

(20)

или, обозначив ˜

2

= ¹,

¸h

(F0

= FN+1

= 0:

¡Fi¡1

+ 2Fi ¡ Fi+1 = ¹Fi

; i = 1; : : : ; N;

Эта задача представляет собой задачу на спектр трехдиагональной матрицы

N-го порядка

0

2

¡1

0

: : : 0

10

F1

1

0

F1

1

AF = ¹F :

B

¡1 2

¡1

0

: : :

CB

F2

C

= ¹

B

F2

C

;

B

0

1

2

¡

1 : : :

CB

: : :

C

B

: : :

C

B

¡

CB

C

B

C

B

: : :

: : :

: : :

: : :

: : :

CB

: : :

C

B

: : :

C

B

CB

C

B

C

B

CB

C

B

C

B

: : :

: : :

: : :

: : :

: : :

CB

FN

C

B

FN

C

B

CB

C

B

C

B

CB

C

B

C

@

A@

A

@

A

F0 = FN+1 = 0 ;

36

ñ N-компонентными собственными векторами F = (F1; F2 : : : ; FN )T .

Для решения этой задачи вспомним сначала (см. Главу "Численное дифференцирование), что eh dxd F (x) = F (x + h) , òî åñòü e§h dxd Fi = Fi§1. Таким образом, систему можно переписать в виде

(

[e¡h dxd + 2 ¡ eh dxd ]Fi = ¹Fi; F0 = FN+1 = 0:

Применяя операторы сдвига ко всем компонентам вектора F, получаем следующую переформулировку

(

[e¡h dxd + 2 ¡ eh dxd ]F = ¹F;

F0 = FN+1 = 0:

Некоторое неудобство такой формы записи состоит в том, что

d

dx

не является самосопряженным операто-

ром, но таковым является оператор 1 d

i

dx

(правда рассматриваемый на всей оси):

1 d

1

1 d

1 d

¿

f; gÀ

=

Z f0(x)¯g(x)dx = Z

f(x) µ

g(x)¶dx = ¿f;

gÀ :

i

dx

i

i

dx

i

dx

Собственные функции оператора D

это экспоненты

eipx : 1

d

eipx = peipx , спектр сплошной и заполняет

i dx

всю вещественную ось: p 2 R1 . Но собственные функции произвольного самосопряженного оператора

A

являются собственными и для функции от оператора

f(A) , а собственные значения оператора

f(A)

ýòî

числа f(p) ), ãäå p собственные числа

A :

A' = ¸ih'; F

(i)

iF

(i)

(i)

F

(i)

) f(A)F (k) = f(¸k)F (k) :

=

f(¸

i

) '; F

f(A)'P

h

i

функцию

ipx

оператора дифференцирования

функцией

Подействуем на собственную

P

F = e

D

f(D) =

[¡eihD ¡ e¡ihD + 2] от этого оператора:

[¡eihD ¡ e¡ihD + 2]F = [¡eiph ¡ e¡iph + 2]F = 2[1 ¡ cos ph]F :

В силу симметрии f(D)	очевидно что f(p) = f(¡p) , поэтому собственная функция e¡ipx отвечает тому
же собственному числу	2[1 ¡ cos(ph)] , ÷òî è eipx (равно как и любая их линейная комбинация). В нашей
задаче необходимо удовлетворить граничным условиям F (0) = F (a) = 0 . Из первого граничного условия

F0 = 0	следует, что компоненты собственного вектора, отвечающего собственному числу p , имеют вид
Fjp = sin pxj , ãäå xj = hj . Второе граничное условие			FN+1 = 0 позволяет определить сами собственные
числа:	sin ph(N + 1) = 0 , откуда ph(N + 1) = ¼n , èëè			pn =			¼n	= ¼n	,	n = 1; 2; : : : ; N . Òî åñòü â
							h(N+1)
								b
задаче (20) собственные векторы имеют вид
	Fn : F n = sin	¼n	x	; x		= hj :
		b
	j		j		j

Заметим, что значение истинной собственной функции Φn оператора двойного дифференцирования в любой точке xj совпадает с j-компонентой n-го собственного вектора разностного оператора:

Φn(xj) = Fjn :

Посмотрим теперь насколько отличаются собственные значения ¸n оператора двойного дифференцирова-

ния и собственные числа ˜ ¹

¸n = n

h2 разностного оператора (19):

˜

¹n

2

2

¼n

¸n =

=

[1 ¡ cos pnh] =

[1 ¡ cos

h]

h2

h2

h2

b

2

¼2n2

¼2n2

=

[1 ¡ 1 +

h2

+ O(h4)] =

+ O(h2) = ¸n

h2

2b2

b2

=

+ O(h2) :

37

e1; e2; : : : ; eN

3.5.3 Резольвента

Определение. Пусть A линейный оператор, функция от оператора						R¸(A) = (A ¡ ¸)¡1 называется
pезольвентой оператора	A .
Резольвента R¸(A)	определена , как легко видеть, не пpи всех ¸, а лишь вне спектра.
Пусть A самосопряженный оператор с дискретным спектром, ¸k						его собственные числа, 'k
соответствующие собственные функции. Выпишем спектральное разложение A :
	A = X¸kPk = X¸kh¢; 'ki'k ; jj'kjj = 1 :
Поскольку функция от оператора записывается как
	f(¸) = Xf(¸k)h¢; 'ki'k ;
то резольвента в спектральном представлении оператора			A имеет вид
	X		¡
	R¸(A) =	h¢; 'ki'k			:	(21)
	k	¸k		¸

Подставляя в (21) вместо 'k нормированные на единицу собственные функции оператора либо второй

производной либо собственные векторы разностного оператора, а вместо ¸k соответствующие собственные

значения ¼2k2	2		(1¡cos	¼k	h) разностного,
b2	оператора двойного дифференцирования или собственные числа	h2		b

мы получим, соответственно, pезольвенту оператора второй производной или разностной второй производ-

íîé.

R

цирования

b

Пусть ½2

=

sin2(

¼nx )dx , тогда нормированные собственные функции оператора двойного дифферен-

n

0

b

1

¼n

имеют вид

(n)

. В случае разностного оператора положив

F

= ½n

x

sin b

N

½n2 =

Xj

sin2

¼n

xj ;

=1

b

получаем нормированные собственные векторы

Fn

с компонентами

Fjn =

1

sin

¼n

xj =

1

sin

¼n

hj :

½n

b

½n

b

Получим матричные элементы резольвенты разностного оператора. В базисе из собственных векторов разностного оператора, резольвента, очевидно, представляется диагональной матрицей. Пусть

некоторый ортонормированный базис в RN и v произвольный вектор. Разложим v и собственные векторы Fn по этому базису

N

N

N

N

X

X

X

Xi

v = hv; eiiei = viei ;

Fn

= hFn; eiiei

= Finei :

i=1

i=1

i=1

=1

Действие резольвенты на

v имеет вид

h

i

lP

R¸(A)v =

=

Fi :

N

vlF i

N

¡

N

Xi

X

¡

l

v; Fi Fi

=1

=1

¸i

¸

i=1

¸i

¸

k-ая компонента вектора

R¸(A)v

åñòü

P

Fk =

l k vl ;

[R¸(A)v]k =

N

vlFli

N

N

N

i

i

X

¡

XXl

¡

l=1

i

F F

i=1 ¸i

¸

i=1 =1 ¸i

¸

38

то есть матричные элементы оператора R¸(A) имеют вид:

XN F iF i

R¸(A)kl = i=1 ¸il¡k¸ :

Верхний индекс у F нумерует собственные функции, нижний индекс их компоненты.

3.5.4 Теория возмущений

Спектр оператора двойного дифференцирования и спектр соответствующего разностного оператора нам известен. Рассмотрим соответствующие возмущенные задачи:

(	¡	d2	Ψ + "q(x)Ψ = ¸Ψ;	¡	Fi¡1¡2Fi¡Fi+1	+ "qiFi = ¸Fi ;
		dx2			h2
	Ψ(0) = Ψ(b) = 0;			(F0 = FN+1 = 0 :

Здесь " малый паpаметp, q потенциал.

Изложим суть метода теории возмущений [18] для случая оператора с дискретным спектром. Пусть A è Q два сомосопряженных оператора, причем собственные функции и собственные значения A известны:

AΨk = ¸kΨk :

Требуется провести приближенно спектральный анализ возмущенного оператора	A + "Q , то есть найти
решения задачи
[A + "Q]'k = ¹k'k :	(22)

Будем предполагать, что спектр A невырожден. Разложим собственные значения и собственные функции возмущенного оператора по степеням малого параметра " :

						¹k = ¸k + "¹(1)		+ "2¹(2)	+ : : :	;	(23)
							k	k
						'k = Ψk + "'(1)		+ "2'(2)	+ : : :	;	(24)
							k	k
ãäå ¸k(i)	è 'k(i)	некоторые неизвестные числа и функции, соответственно. Ограничимся первым порядком
теории возмущений. Подставляя в (22) выражения (23), (24) и учитывая само уравнение											AΨk = ¸kΨk , ñ
точностью до членов первого порядка по " получаем
					[A + "Q ¡ ¸k ¡ "¹k(1)](Ψk + "'k(1)) = 0 ;
èëè
			(A ¡ ¸k)Ψk +"[(A ¡ ¸k)'k(1) + (Q ¡ ¹k(1))Ψk] = 0 :
Таким образом, необходимо			|		{z		}
			=0
			решить уравнение:
						(A ¡ ¸kI)'k(1) = (¹k(1) ¡ Q)Ψk :					(25)

Обозначим A ¡ ¸kI = B . Это вырожденный оператор (поскольку имеет нулевое собственное значение: BΨk = 0 ). Пусть также (¹(1)k ¡ Q)Ψk = g . Тогда задача сводится к уравнению

B'(1)k = g :

39

В соответствии с альтернативами Фредгольма, эта задача имеет единственное решение, если функция g ортогональна ядру сопряженного оператора, то есть решениям задачи B¤g = 0 . Не вдаваясь в доказательства, поясним этот результат следующим образом. Представим g в виде суммы двух функций, одна из которых принадлежит ядру сопряженного оператора, а другая ортогональному дополнению: g = v1 + v2 , v1 ? v2 , B¤v1 = 0 . Тогда

jjgjj2 = hB'(1)k ; gi = h'(1)k ; B¤(v1 + v2)i = hB'(1)k ; v2i = hv1 + v2; v2i = hv2; v2i ;

то есть норма не зависит от проекции g на ядро сопряженного оператора, иначе говоря, этой проекции

просто нет. В нашей ситуации B = A ¡ ¸kI самосопряженный оператор. Таким образом, условие разрешимости (25) принимает вид (¹(1)k ¡ Q)Ψk ? Ψk èëè h(¹(1)k ¡ Q)Ψk; Ψki = 0 , откуда

¹(1)k = hQΨk; Ψki :

Таким образом, поправки к собственным значениям определены. Поправки к собственным функциям опре-

деляем из того же уравнения (25)

(A ¡ ¸k)'(1)k = (¹(1)k ¡ Q)Ψk :

То есть формально					hΨi; (¹k(1) ¡ Q)Ψki
'(1) = R		(A)(¹(1)		Q)Ψk =					Ψi :
k	¸k	k	¡	Xi	¸i	¡	¸k		k
				=1

Íî R¸(A) ïðè ¸ = ¸k не является ограниченным оператором. С другой стороны h(¹(1)k ¡ Q)Ψk; Ψki = 0 , поэтому суммирование можно вести по i =6 k . Продолжая равенство, получаем

'(1) =	hΨi; (¹k(1) ¡ Q)ΨkiΨi =		X	hΨi; QΨki		Ψi :
X
k
i=k	¸i ¡ ¸k		i=k ¸k ¡ ¸i
6			6

Здесь мы воспользовались тем, что собственные функции ортогональны. Итак, в первом порядке теории возмущений

¹k = ¸k + "hQΨk; Ψki ;

X	hΨi; QΨki
'k = Ψk + "		Ψi :
i=k	¸k ¡ ¸i
6

40