Математическая теория систем. Математические основы теории систем

• Название: Математические основы теории систем
• Дата: 20.01.2023
• Размер: 2.07 Mb.
• Имя файла: Математическая теория систем.pdf
• Тип: Учебное пособие; #895603
• страница: 19 из 35

Пример 3.7.
Решить уравнение
t
dy
y e
dt
−
+ =
Однородное уравнение имеет решение
( )
о
t
y t
Ce
−
=
, так что
( )
1
t
y t
e
−
=
и, согласно (3.2.14)
0 1 1
1
( )
1
t
t
u
f t
e
a y
e
−
−
=
=
=
ɺ
Интегрируя, получим
( )
( )
н и
t
u t
t y t
te
−
=
=
. Общее решение равно сумме частного решения неоднородного уравнения и общего решения однородного уравнения
( )
( )
( )
н о
t
t
y t
y t
y t
te
Ce
−
−
=
+
=
+
Возьмем далее уравнение второго порядка
(
)
( )
( )
2 0
1 2
a p
a p a y t
f t
+
+
=
. (3.2.15)

154
Решение однородного уравнения
(
)
( )
2 0
1 2
0
a p
a p a y t
+
+
= (3.2.16) состоит из двух слагаемых
( )
о
1 1 2 2
y t
c y c y
=
+
. Частное решение предполагаем в виде
( )
н
1 1 2 2
y t
u y u y
=
+
, (3.2.17) где уже две неизвестные функции
u
1 и
u
2
, следовательно, необходимы два условия для их определения.
Одно из условий – это удовлетворение уравнения (3.2.15) при подста- новке (3.2.17), а второе можно выбрать любым наиболее удобным обра- зом. Запишем, например,
н
:
yɺ н
1 1 1 1 2 2 2 2
y
u y u y u y
u y
=
+
+
+
ɺ
ɺ
ɺ
ɺ
ɺ
и положим для упрощения последнего уравнения
1 1 2 2 0.
u y u y
+
=
ɺ
ɺ
(3.2.18)
Уравнение (3.2.18) возьмем в качестве второго условия. Определяя производные н
yɺ и н
yɺɺ и подставляя их в уравнение (3.2.15), получим
0 1 1 1 1 2 2 2 2 1
1 1 2 2 2
1 1 2 2
(
)
(
)
(
)
( ).
a u y u y u y
u y
a u y u y
a u y u y
f t
+
+
+
+
+
+
+
=
ɺɺ
ɺ ɺ
ɺɺ
ɺ ɺ
ɺ
ɺɺ
После преобразования
0 1 1 2 2 1
0 1 1 1 2 1 2
0 2 1 2 2 2
(
)
(
)
(
)
( ).
a u y u y
u a y
a y
a y
u a y
a y
a y
f t
+
+
+
+
+
+
+
=
ɺ ɺ
ɺ ɺ
ɺɺ
ɺ
ɺɺ
ɺ
Учитывая, что
y
1
и
y
2
удовлетворяют уравнению (3.2.16), имеем
1 1 2 2 0
( )
f t
u y u y
a
+
=
ɺ ɺ
ɺ ɺ
(3.2.19)
Совместное решение (3.2.18) и (3.2.19) по правилу Крамера дает

155 2
1 1
2 0
1 2 1 2 0
1 2 1 2
( )
( )
,
(
)
(
)
y f t
y f t
u
u
a y y
y y
a y y
y y
−
=
=
−
−
ɺ
ɺ
ɺ
ɺ
ɺ
ɺ
(3.2.20)
Знаменатель выражений (3.2.20), являющийся вронскианом уравнения
(3.2.16), отличен от нуля, так как решения
y
1
и
y
2
линейно независимы, и, следовательно, решения
1
uɺ и
2
uɺ всегда существуют. Интегрируя (3.2.20) получаем
u
1
,
u
2
и частное решение в форме (3.2.17).
Пример 3.8.
Найти частное решение уравнения
2 2
2
t
d y
dy
y e
dt
dt
−
+
+ =
из примера 3.6 методом вариации параметров.
Общее решение соответствующего однородного уравнения равно
( )
о
1 2
t
t
y t
c e
c te
−
−
=
+
, так что
( )
1
t
y t
e
−
=
, а
( )
2
t
y t
te
−
=
. Подсчитаем вронскиан
( )
(
)
( )
2 1 2 1 2
t
t
t
t
t
t
V t
y y
y y
e e
te
e te
e
−
−
−
−
−
−
=
−
=
−
+
=
ɺ
ɺ
Затем по формулам (3.2.20) вычислим
1
uɺ
и
2
uɺ
2 1
2 0
1 2
2 0
,
1.
t
t
t
t
t
t
y f
te e
u
t
a V
e
y f
e e
u
a V
e
−
−
−
−
−
−
−
−
=
=
= −
=
=
=
ɺ
ɺ
Проинтегрировав последние соотношения, получим
2 1
2
,
2
t
u
u
t
= −
=

156
По формуле (3.2.17) получаем окончательно частное решение, совпа- дающее с результатом примера 3.6
( )
2 2
2
н
1 1 2 2 2
2
t
t
t
t
t
y t
u y u y
e
t e
e
−
−
−
=
+
= −
+
=
Теперь возьмем уравнение произвольного
n-го порядка типа (3.2.8).
Решение соответствующего однородного уравнения (3.1.13) имеет вид о
1
,
n
i i
i
y
c y
=
=
∑
а частное решение ищем в виде н
1 1 2 2
( )
n n
y t
u y u y
u y
=
+
+ +
(3.2.21)
Аналогично условиям (3.2.18) и (3.2.19) производные от
u
i
находим из уравнений
1 1 2 2 1 1 2 2
(
1)
(
1)
(
1)
1 1 2 2 0
0,
0,
( )
n n
n n
n
n
n
n n
u y u y
u y
u y u y
u y
f t
u y
u y
u y
a
−
−
−
+
+ +
=
+
+ +
=
+
+ +
=
ɺ
ɺ
ɺ
ɺ ɺ
ɺ ɺ
ɺ ɺ
ɺ
ɺ
ɺ
Эта система уравнений решается на основе правила Крамера
{
}
0
( ) ( )
,
1, 2,...,
( )
ni
i
V t f t
u
i
n
a V t
=
=
ɺ
, (3.2.22) где
1 1
(
1)
(
1)
1
( )
n
n
n
n
n
y
y
V t
y
y
y
y
−
−
=
ɺ
ɺ
– определитель Вронского, а
( )
ni
V t – ni-e алгебраическое дополнение этого определителя.
Знаменатель выражения (3.2.22) отличен от нуля, если
1 2
, ,...,
n
y y
y – независимые решения однородного дифференциального уравнения.
Интегрируя выражения (3.2.22), подставляем результат в формулу
(3.2.21) и определяем частное решение н
y .

157
Из примеров (3.2.4) – (3.2.7) видно, что метод неопределенных коэф- фициентов зачастую проще метода вариации параметров, однако послед- ний метод более общий, поскольку не имеет ограничений на правую часть уравнения.
3.2.3. Вычисление постоянных интегрирования
Произвольные постоянные в решении однородного уравнения вычис- ляются на основе начальных или граничных условий. В большинстве слу- чаев для решения дифференциального уравнения
n-го порядка при опреде- лении постоянных интегрирования используют значения
y(t) и ее
1
n −
про- изводных при
0
t t
+
=
. Обозначение
0
t
+
означает, что значения выхода
y(t) и его производных заданы непосредственно после момента
t
0
. Очень часто полагают
t
0
=0. Начальные условия обычно определяются, исходя из запа- сенной системой энергии к моменту
0
t t
+
=
. Очень важно, что постоянные интегрирования зависят также от вынуждающей функции и не могут быть определены, пока не найдена составляющая решения
( )
н
y t .
В ряде важных случаев начальные условия нулевые. Для уравнения
n-
го порядка (3.2.8) это означает, что
0 0
1 0
1
( )
0.
n
n
t t
t t
dy
d y
y t
dt
dt
−
−
=
=
=
= =
= (3.2.23)
Рассмотренный метод вариации параметров может быть использован и для получения общего решения, удовлетворяющего нулевым началь- ным условиям (3.2.23).
Действительно, возьмем, например, уравнение первого порядка. Объ- единяя уравнения (3.2.13) и (3.2.14) можно записать
(
)
0 1
0 1
0 1
( )
( )
( ) ( )
( )
( )
( )
t
t
f
y t
y t u t
u t
y t
d
a y
ξ
=
−
=
ξ
ξ
∫
. (3.2.24)
Верхний предел в (3.2.24) соответствует частному решению, а нижний предел дает постоянную интегрирования в решении однородного уравне- ния. Причем из (3.2.24) следует, что
y(t
0
)=0
.
При
2
n =
объединяются уравнения (3.2.17) и (3.2.20):

158
(
)
(
)
0 0
1 1
1 0
2 2
2 0
2 1
1 2
0 0
( )
( )
( )
( )
( )
( )
( )
( ) ( )
( ) ( )
( )
( )
( )
( )
t
t
t
t
y t
y t u t
u t
y t u t
u t
y
f
y
f
y t
d
y t
d
a V
a V
=
−
+
−
=
ξ
ξ
ξ
ξ
=
ξ +
ξ
ξ
ξ
∫
∫
(3.2.25)
Из последней формулы видно, что
y(t
0
)=0. Возьмем производную по времени от правой и левой частей выражения (3.2.25):
(
)
(
)
[
]
1 1
1 0
2 2
2 0
1 1
2 2
( )
( )
( )
( )
( )
( )
( )
( ) ( )
( ) ( ) .
y t
y t u t
u t
y t u t
u t
y t u t
y t u t
=
−
+
−
+
+
ɺ
ɺ
ɺ
ɺ
ɺ
Слагаемое в квадратных скобках согласно (3.2.18) равно нулю, следо- вательно, выполняется нулевое начальное условие и для производной
0
( ) 0.
y t =
ɺ
В общем случае уравнения
n-го порядка при нулевых начальных условиях из выражений (3.2.21) и (3.2.22) следует
(
)
(
)
0 1
1 1
0 0
1 0
( )
( )
( )
( )
( )
( )
( )
( )
( )
( ) ( ).
( )
n
n
n
t
n
ni
i
i
t
y t
y t u t
u t
y t u t
u t
V
y t
f
d
a V
=
=
−
+ +
−
=
ξ
ξ
ξ
ξ
∑
∫
(3.2.26)
3.3 Методы преобразований
3.3.1. Ряды Фурье и интегральное преобразование Фурье
Пусть
( )
f t – произвольная кусочно-непрерывная функция, имеющая кусочно-непрерывную первую производную. Функция
( )
f t определена на отрезке
[
]
2,
2
T
T
−
, а на всю остальную ось продолжается периоди- чески, то есть
( )
f t – периодическая с периодом T функция.
Как известно, эта функция может быть всюду, кроме разве лишь точек разрыва, разложена в ряд Фурье
0 1
2 2
2
( )
cos sin
2
n
n
n
a
f t
a
nt b
nt
T
T
T
∞
=
π
π


=
+
+




∑
, (3.3.1)

159 где
2 2
0 2
2 2
( ) ,
( ) cos
,
T
T
n
T
T
a
f t dt
a
f t
ntdt
T
−
−
π
=
=
∫
∫
2 2
2
( ) sin
T
n
T
b
f t
nt
T
−
π
=
∫
Удобнее для дальнейших выкладок представить ряд (3.3.1) в ком- плексном виде. Пользуясь формулами Эйлера cos
, sin
,
2 2
jx
jx
jx
jx
e
e
e
e
x
x
j
−
−
+
−
=
=
имеем
2 2
2 2
2 2
2 2
cos sin
(
)
(
)
2 2
2 2
j
nt
j
nt
j
nt
j
nt
n
n
T
T
T
T
n
n
j
nt
j
nt
n
n
n
n
T
T
a
b
n
n
a
t b
t
e
e
j
e
e
T
T
a
jb
a
jb
e
e
π
π
π
π
−
−
π
π
−
π
π
+
=
+
−
−
=
−
+




=
+








(3.3.2)
Введем функцию от
n следующим образом
2 2
2 2
2 2
2 2
2 2
( )cos
( )sin
( )
T
T
n
n
T
T
T
j
nt
T
T
F j
n
a
jb
f t
ntdt j f t
ntdt
T
T
T
f t e
dt
−
−
π
−
−
π
π
π

 = − =
−
=




=
∫
∫
∫
(3.3.3)
Тогда, обозначив для краткости
(
)
2
T n
ω = π
, из (3.3.2) с учетом
(3.3.3) получим
( )
(
)
2 2
cos sin
2 2
j t
j t
n
n
F j
F
j
a
nt b
nt
e
e
T
T
ω
− ω
ω
− ω
π
π
+
=
+
, откуда ясно, что ряд (3.3.1) можно представить так:

160 1
( )
(
)
,
j t
f t
F j e
T
∞
ω
ω=−∞
=
ω
∑
(3.3.4) где
(
)
(
)
0, 2
,
2 2,...,
2
T
T
T n
ω = ± π
± π
± π
…
В выражении (3.3.3) и (3.3.4) функция комплексной переменной
( )
F jω определена только в дискретных точках. Такие функции называ- ются
решетчатыми. Функция
( )
F jω называется комплексным частот-
ным спектром периодической функции
( )
f t . Этот спектр дискретный
(физики называют такие спектры линейчатыми). Модуль комплексной функции
( )
F jω определяет амплитуду соответствующей составляющей спектра, а фаза – смещение по фазе этой составляющей.
Одной из основных теорем теории рядов Фурье является теорема
Римана
– Лебега.
Теорема 3.3.1 (Римана
– Лебега). Если функция
( )
f t интегрируема на интервале (
а,b), то при λ→∞
( ) cos
0,
( )sin
0
b
b
a
a
f t
tdt
f t
tdt
λ
→
λ
→
∫
∫
.
Теорема Римана – Лебега имеет следующие важные следствия.
Следствие 1.
Коэффициенты Фурье любой интегрируемой функции стремятся к нулю с ростом
n.
Следствие 2.
Поведение ряда Фурье в некоторой точке
t зависит только от поведения функции в непосредственной окрестности этой точ- ки (принцип локализации).
Формула (3.3.4) может быть обобщена и для непериодических функ- ций, которые можно представить как периодические с периодом
T → ∞
.
В этом случае интервал между соседними частотами спектра
1 2
n
n
T
+
∆ω = ω − ω = π будет стремиться к нулю при
T → ∞
. Следова- тельно, с увеличением периода
T часто́ты составляющих спектра при- ближаются друг к другу, образуя в пределе сплошной спектр.
При
T → ∞
из (3.3.4) получаем, умножив и разделив правую часть на
2
T
∆ω = π
:

161
( )
0 1
( )
lim
2
j t
f t
F j e
∞
ω
∆ω→
ω=−∞
=
ω
∆ω
π
∑
(3.3.5)
Переходя к пределу, из суммы в (3.3.5) получим интеграл
( )
1
( )
2
j t
f t
F j e d
∞
ω
−∞
=
ω
ω
π
∫
, (3.3.6) а из (3.3.3) будем иметь
( )
(
)
j t
F j
f t e
dt
∞
− ω
−∞
ω =
∫
. (3.3.7)
Преобразования (3.3.7) и (3.3.6) называются соответственно прямым и обратным
преобразованием Фурье.
Учитывая предельный переход, интеграл в правой части формулы
(3.3.7) понимается в смысле главного значения.
Условия, необходимые для существования ряда Фурье, переносятся и на интеграл Фурье. Функция времени должна быть однозначной, содер- жать конечное число максимумов, минимумов и разрывов.
Кроме того, для существования интеграла (3.3.7) требуется абсолют- ная интегрируемость функции
( )
f t , то есть выполнение условия:
( )
f t dt
∞
−∞
< ∞
∫
(3.3.8)
Аналогично для существования интеграла (3.3.6) достаточно абсо- лютной интегрируемости функции-изображения
( )
F jω .
Представим экспоненту в интегралах (3.3.6) и (3.3.7) по формуле Эй- лера и выделим только вещественную часть. Получим
0 0
1
( )
( ) cos
,
( ) 2
( ) cos
c
c
f t
F
td
F
f t
tdt
∞
∞
=
ω
ω ω
π
ω =
ω
∫
∫

162
Эти выражения определяют
косинус-преобразование Фурье.
Выделяя аналогично чисто мнимую часть в интегралах (3.3.6) и
(3.3.7), получаем
синус-преобразование Фурье.
( )
( )
0 0
1
( )
sin
,
( ) 2
sin
s
s
f t
F
td
F
f t
tdt
∞
∞
=
ω
ω ω
π
ω =
ω
∫
∫
Если
( )
f t – четная функция, то
( )
( )
c
F j
F
ω =
ω ; если
( )
f t – нечет- ная функция, то
( )
( )
s
F j
jF
ω =
ω .