非线性偏微分方程.doc

1、非线性偏微分方程及其几种解法综述姓名：柏宝红学号：BY1004120目录1、绪论 31.1 背景 .41.2 现状 82、非线性偏微分方程的几种解法 102.1 逆算符法 .102.2 齐次平衡法 112.3 Jacobi 椭圆函数方法 132.4 辅助方程方法 142.5 F-展开法 .162.6 双曲正切函数展开法 181、绪论以应用为目的，或以物理、力学等其他学科问题为背景的微分方程的研究，不仅是传统应用数学中一个最主要的内容，也是当代数学的一个重要组成部分.它是数学理论与实际应用之间的一座重要桥梁，研究工作一直十分活跃，研究领域日益扩大。目前微分方程研究的主体是非线性微分方程，特别是非

2、线性偏微分方程(NLPDE).很多意义重大的自然科学和工程技术问题都可归结为非线性偏微分方程的研究.现实生活的许多领域内数学模型都可以用 NLPDE 来描述，很多重要的物理、力学等学科的基本方程本身就是 NLPDE，另外，随着研究的深入，有些原先可用线性微分方程近似处理的问题，也必须考虑非线性的影响，所以对 NLPDE 的研究，特别是 NLPDE 求解精确解的研究工作就显示出了很重要的理论和应用价值，但是数学研究的结果，在目前还未能提供一种普遍有效的求精确解的方法.20 世纪 50 年代以来，人们对非线性现象的研究中提出了“孤子”的概念，进而使得对 NLPDE 求解的研究成为非线性科学中的热点

3、。下面介绍一下孤立子理论的研究背景、研究现状。1.1 背景孤立子理论己经成为应用数学和数学物理的一个重要组成部分，在流体力学，等离子物理，经典场论，量子论等领域有着广泛的应用。随着近代物理学和数学的发展，早在 1834 年由英国科学家Russell 发现的孤立波现象近二十多年来引起了人们的极大关注，对这一现象的兴趣与日俱增.这是因为一方面孤立子具有粒子和波的许多性能，在自然界中有一定的普遍性，利用孤立子理论也成功地解释了许多物理上长期用经典理论未能解答的现象;另一方面，随着孤立子物理问题的深入研究，孤立子的数学理论也应运而生，并已初步形成比较完善的理论体系。孤立子理论自 1965 年由 Zab

4、usky 和 Kruskal 对孤立子(Soliton，简称孤子)命名后得到了迅速地发展.究其原因是孤波现象无所不在，从天上涡旋星系的密度波，线，超流氦一 3，超导 JosePhson 结，磁学，结构相变，液晶，流体动力学以及基本粒子等，都与孤子有关.其发展大致可分三个阶段：第一阶段，主要是在 19 世纪.最早讨论孤立子问题的是ScottRussell。1844 年英国工程师 Russell 发现船在运河中快速行驶着，当这条船突然停止时，在船头附近产生了一个光滑的、像小山包一样的水波，然后这个水波离开船头保持它的形状和速度保持不变，接着这个水波的高度逐渐减少，最后在运河的一个拐弯处消失掉，他把

5、这种水波称为孤立波，认为它就是流体运动的一个稳定解.直到 1895 年，荷兰阿姆斯特丹大学的 Korteweg 教授和他的学生 devries 才一成功导出了著名 KdV 方程，求出了与 Russell 描述一致的即具有形状不变的脉冲状的孤立波解，在理论上证实了孤立波的存在，并对孤立波现象作了较为完整的分析，解释了 Russell 的浅水波，解决了这个问题。他们的数学模型为（1.1）60txxuu孤立波解为： 21(,)sec()uxthxct后人称 为 1 一孤立子解，如果令 ，那么 在1(,)uxt t1u平面上的图为图 1.1 所示图 1.1 光滑孤立子 在 平面上的图形1u1965 年

6、美国数学家 Kruskal 和 abusky 对 KdV 方程的孤立波解进行数学模拟，他们发现两个孤立波相撞之后，各自的运动方向和大小形状都保持不变.这种性质与物理中粒子的性质类似，因此他们称这种孤立波为孤立子.在通常情况下，人们把孤立波和孤立子混为一谈，不把它们区别开来。与此同时，在 1876 一 1882 年发现的Backlund 变换，成为后来发展孤子理论的重要基础。第二阶段大致可划在 1955 一 1975 年。1955 年，Fermi，Pasta ，Ulam(FPU)将 64 个质点用非线性弹簧连成一条非线性振动弦，用计算机计算了一维非线性晶格在各个振动模之间的转换。初始时，这些谐振

7、子的所有能量都集中在一个质点上，其他 63个质点的初始能量为零。按照经典的理论，只要非线性效应存在，就会有能量均分，各态历经等现象出现，即任何微弱的非线性相互作用，可导致系统的非平衡状态向平衡状态的过渡。但实际计算的结果却与经典理论是背道而驰.实际上，经过相当长时间之后，能量似乎又回到了原来的初始分布，这就是著名的 FPU 问题。由于 FPU问题是在频域空间考察的，未能发现孤波解，因此该问题未能得到正确的解释。后来，人们发现可以把晶体看成具有质量的弹簧拉成的链条，这恰好是 Fermi 研究的情况。Toda 研究了这种模式的非线性振动，得到了孤波解，使 FPU 问题得到正确的解答，从而进一步激发

8、起人们对孤立波的研究兴趣。1965 年，zabusky 和 Kxusal 对等离子体中孤立波的相互碰撞过程进行计算机数值模拟，进一步证实了孤立波在碰撞前后波形和速度保持不变的论断，并且把它命名为孤立子(soliton)，它是指一大类非线性偏微分方程的许多具有特殊性质的解，以及具有相应的物理现象，它的性质具体为：(1)能量比较集中；(2) 孤立子相互碰撞时具有弹性散射现象。从此孤立子理论的研究工作得到了迅速发展。第三阶段(1973 至今) ，把孤子概念及理论广泛应用于物理学，生物学，天文学等各个领域，开展了高维孤子的研究.1980 年非线性效应专刊 PhysicaD 问世，与此同时，光纤中的孤子

9、已在实验中产生出来.此后的发展更是突飞猛进。综上所述，孤立子理论的产生和发展是与近代物理密切相关的.孤立子理论不但包括了有关的数学理论，也包括了物理理论，数学的严密性和物理的启发性和实用性两者相互结合，相互依存，相互渗透，相互促进，使孤立子理论显示出强大的生命力，这也是现代自然科学发展的重要特征之一。孤立子一词虽被广泛引用，但无一般性定义数学中，将孤立子理解为非线性偏微分方程的局部行波解，所谓局部是指微分方程的解在空间的无穷远处趋于零或确定常数的情况。换言之，孤立子指的是稳定的孤立波，即与同类孤波碰撞后不会消失，而且波形、波速和幅度不会改变或只有微弱改变的孤立波.在物理中，孤立子被理解为经典场

10、方程的一个稳定的有限能量的不弥散的解，即能量集中在一个狭小的区域内且相互作用后不改变波形和波速。许多非线性发展方程，如 KdV 方程、 Sine 一 Gordon 方程、Boussinesq 方程、KP 方程，Toda 晶格方程等都具有孤立子解 .孤立子除常见的钟型和扭型外还有包络孤子、哨孤子、拓扑性孤子和非拓扑性孤子、呼吸子、亮孤子和暗孤子、正孤子和反孤子以及它们叠加而形成的形形色色的孤立子。1.2 现状求解微分方程是古老而在理论和实际上又很重要的研究课题，显示解，特别是行波解可以很好的描述各种物理现象，如振动、传播波等.但由于非线性微分方程的复杂性，至今仍有大量的重要方程无法求出精确解，即

11、使己经求出精确解，也各有各的技巧，至今尚无一般的求解方法。所幸的是孤立子理论中蕴涵着一系列构造精确解的有效方法，如反散射法(IST)、Bcklund 变换法、Darboux 变换法、Hirota双线性法、 Painlev 有限展开法，延拓法及 Lie 群法等。随着各种求解方法的出现，不但过去难以求解的方程得到解决，而且许多新的，具有重要物理意义的解不断被发现和利用。1967 年，Gardrier 等人发明了求解 KdV 方程的逆散射方法(也称为非线性) ，这一方法利用量子力学中的 Schrodinger 方程特征值问题( 正散射问题) 及其反问题( 反散射问题) 之间的关系，经过求解Gelfa

12、nd 一 Levitan 一 Marck 一 enko 线性积分方程而给出 KdV 方程初值问题的解。它不仅对应用技术提供了崭新的方法和概念，而且对数.学自身的发展也有深远影响。随后，Lax 将该方法加以综合和推广，使之能够用于求解其他非线性偏微分方程的初值问题，从而逐步形成一种系统的求解方法。1972 年，Zakharov 和 Shabat 推广了这一方法，求出高阶 KdV 方程，立方 Sehrodinger 方程等的精确解。Ablowitz ，Kaup ， Newell 和 Segur 则更加一般化反散射方法。李诩神、田畴、屠规章教授等也为发展反散射方法做了很好的工作。1971 年，Hir

13、ota 所引进的双线性变换法 (Hirota 方法)，是构造非线性偏微分方程 N 一孤立子解及其 Backlund 变换的一种重要而直接的方法。1975 年，Wahlquit 和 Estabrook 提出延拓结构法，以外微分形式为工具，给出寻找与反散射方法相联系的线性特征值问题的系统的方法。1991 年，李诩神教授基于对称约束提出一种非线性偏微分方程的直接的变量分离方法；随后，楼森岳教授等提出另一种更有效的直接变量分离法得到了许多的(2+l)维非线性发展方程的精确解。精确求解非线性发展方程的工作具有重复性、固定的套路和规律、计算量大的特点，计算机代数的出现使人们摆脱了刻板、大量而重复的计算，提

14、高了速度保证了准确率.1996 年，Parkes 和 Duffy给出了求非线性发展方程孤立波解的双曲正切函数法的 Mathematiea程序包。王明亮教授等基于非齐次项与高阶导数项平衡的原则，将非线性方程齐次化、代数化，提出了齐次平衡法。近年来提出并发展起来的齐次平衡方法，实际上是求非线性偏微分方程精确解的一种指导原则，故也称为齐次平衡原则。依据该原则，可事先判定某类非线性偏微分方程是否有一定形式的精确解存在，如果回答是肯定的，则可按一定的步骤求出它来，并同时得到其满足某些条件的 Backlund 变换。因而齐次平衡原则具有直接、简洁、步骤分明的特点，再者，还适用于计算机的符号计算系统进行计算

15、，且得到的是精确的结果.至今，齐次平衡原则在非线性数学物理中已得到广泛的应用，且其应用范围正在不断的扩展，己成为处理非线性数学物理相关问题的有效工具之一。所以，近年来在齐次平衡原则下又发展了多种求解非线性偏微分方程精确解的方法：像 Tanh 一函数法， Sine 一 Cosine 方法，Jacobi 椭圆函数展开法， Riccati 方程方法及 F 一展开法等。这些方法一般都借助于计算机代数系统(Mathematica 或 Maple)，求解方便、直接，而且可以对解进行数值模拟以便于直观分析解的性质。2、非线性偏微分方程的几种解法2.1 逆算符法据逆算符方法的基本思想，把偏微分方程改写为：(,

16、.)0txAuu（2.1）LRNu其中 L 和 R 是线性微分算子，Nu 是非线性项。算子 L 是可逆的，作用逆算子 于上式两边得到1（2.2）11()()ufLRuNu其中 满足（ 2.1）及初始条件，根据逆算符方法 可以分解为一系f列分量之和（2.3）0nu利用回归关系可以得到（2.4）1101(),()()kkkufxuLRuNu非线性项 F(u)= 可以表示为无限级数之和N（2.5）0()nFuA其中 是 Adomian 多项式，定义为nA（2.6）001(),12.!ninidFun利用（2.3）和（2.4）可以依次解出 ，从而得到方程的012,.u解（2.7）012.uu业已证明

17、Adomian 分解法是收敛的，而且收敛速度相当快，能够得到精确解。2.2 齐次平衡法齐次平衡法是一种求解非线性偏微分方程非常重要的方法，它将非线性发展方程的求解问题转化为纯代数运算。利用这种方法不仅可以得到方程的 Backlund 变换，而且能得到非线性偏微分方程的新解.该方法的大致步骤如下：对于给定一个非线性偏微分方程（2.8）这里 P 一般是其变元的多项式，其中含有非线性项及线性出现的最高阶偏导数项。一个函数 称为是方程(2.8)的拟解，如果存在单变元(,)wxt函数 ，使得 关于 的一些偏导数的适当的线性组()ff,xt合，即（2.9）精确的满足（2.8）和（2.9）中的非负整数 ，单

18、位元函数,mn以及函数 都是待定的，将（2.9）代入（2.8）()fw(,)wxt中可以通过以下步骤确定它们：首先，使高阶偏导数项中包含的 的偏导数的最高幂(,)wxt次和非线性项中包含的关于 的偏导数的最高幂次相等，(,)t来决定非负整数 是否存在。,mn其次，集合 的偏导数的最高幂次的全部项，使其系(,)wxt数为零，而得 满足的 ODE，解之可得 ，一般是对)f ()fw数函数。第三，将 的各阶导数的非线性项，用 的较高阶的()fw()f导数来代替，再将 的各阶导数项分别合并在一起，并令其系数为零，而得 的各次齐次型的 PDE 组，可适当选择 (,)xt(2.9)中线性组合的系数，使 P

19、DE 组有解。最后，若前三步的解答使肯定的，将这些结果代入（2.9） ，经过一些计算就得（2.8）的精确解。从（2.9）中可以看出，如果 是方程（2.8）的一个解，则(,)vxt通过上述步骤就可以得到方程的 Backlund 变换。2.3 Jacobi 椭圆函数方法考虑非线性偏微分方程（2.8） ，寻求它的行波解为（2.10）(),()ukxct其中 和 分别为波数和波速kc将 展开为下列 Jacobi 椭圆正弦函数 的级数:()u sn（2.11）0njjua它的最高阶数为（2.12）()Oun因为（2.13）10njjdascnd其中 和 分别为 Jacobi 椭圆余弦函数和第三种 Jac

20、obi 椭圆函cn数，且（2.14）2221,1csndmsn为模数，且(01)m（2.15）2, ,ddsnccnsdnsnc由（2.13）式，可以认为 的最高阶数是u（2.16）()1dOn类似地，有（2.17）23()1,(),()dududunnn在（2.11）)式中选择 n，使得非线性偏微分方程（2.8）中的非线性项和最高阶数项平衡，将(2.11)代入非线性偏微分方程 (2.8)中，并利用 (2.14)和 (2.15)，可将方程 (2.8)变成关于 的(0,1.)isnN多项式.置 的各次幂次的系数为零，得关于 的isn 01,.akc代数方程组。解上述方程组，将结果代入（2.11）

21、中，得（2.8）Jacobi 椭圆函数解。应该指出的是，因为 时， ， （2。11）1mtanhs式就退化为（2.18）0tanhjjju所以此方法包含了双曲正切函数展开法。2.4 辅助方程方法考虑非线性偏微分方程（2.8） ，寻求它的行波解为（2.19）(),()ukxct其中 和 分别为波数和波速。kc将式（2.19）代入方程（2.8）中，则（2.8）化为 的非线性()u常微分方程（NODE ）：（2.20）(,.)0Gu设 可表示为 的有限幂级数：()u)z（2.21）0()Niiuaz这里的 是待定参数， 为一常数，由非线性偏微分方程(2.8)中具iaN有支配地位的非线性项和最高阶数项

22、平衡得到， 满足如下新的辅助常微分方程()z（2.22）2246()()dzABCz其中 为待定参数。,ABC将（2.21）代入 NODE（2.20）中，利用（2.22）可将方程（2.20）左边变成 的多项式。令 的各幂次的系数为零，可()z()z得关于 的代数方程组。解上述方程组，可解得01,.,Nakc，将结果代入（2.21）中，得（2.8）的行波解的一01,.般形式。利用表 2.1，适当选取 A，B，C， 的值，可得方程（ 2.8）的一些特殊解。2.5 F-展开法考虑非线性偏微分方程（2.8） ，寻求它的行波解为（2.23）(),()ukxct其中 和 分别为波数和波速。kc将式（2.2

23、3）代入方程（2.8）中，则（2.8）化为 的非线性常微()u分方程（NODE ）：（ 2.24）(,.)0Pu设 可表示为 有限幂级数：()u)F（2.25）01()0)NiNiaa这里 是待定常数， 满足下列一阶常微分方程 :iaF（2.26）242()pQR这里 p，Q，R 是待定常数，正整数 N 是由具有支配地位的非线性项与最高阶偏导数项平衡确定。将（2.25）代入 NODE（2.24）中，利用（2.26）可将方程（2.24）左边变成的多项式，置 的各次幂次的系数为零，得关()F于 的代数方程组。01,.,Nakc求解上述方程组，可解得 ，将结果代入01,.,Nakc（2.25）中，得

24、到（2.8）的行波解的一般形式。利用表 2.2，适当选取 p，Q，R 的值，可得方程（2.8）的由Jacobi 函数表示的周期波解。F-展开法与辅助方程方法的约束方程不同。由于约束方程的不同，根据相应约束方程和特解的对照表，在求解偏微分方程时得到相应的特解的形式也不同。2.6 双曲正切函数展开法考虑非线性偏微分方程（2.8） ，寻求它的行波解为（2.27）(),()ukxct其中 和 分别为波数和波速。kc将式（2.27）代入方程（2.8）中，则（2.8）化为 的非线性常微()u分方程（NODE ）：（2.28）(,.)0Pu设 可表示为 的有限幂级数：()u)（2.29）0()0)NiNiu

25、a这里 是待定常数， 满足下列一阶常微分方程：ia（2.30）2()()b并且这里 b 为常数，正整数 N 是由具有支配地位的非线性项与最高阶偏导数项平衡确定。将(2.29)代入 NODE(2.28)中，利用(2.30) 、(2.31)可将方程(2.28)左边变成 的多项式.置 的各次幂次的系数为零，得关于()()的代数方程组。01,Nakc求解上述方程组，可解得 ，将结果代入01,.,Nakc（2.29）中，得（2.8）的行波解的一般形式。双曲正切函数展开法与上面所述的辅助方程方法的约束方程不同。由于约束方程的不同，根据相应约束方程和特解的对照表，在求解偏微分方程时得到相应的特解的形式也不同。